DE60002165T2

DE60002165T2 - Festkörperlaser mit passiver modenkopplung und hoher pulswiederholfrequenz

Info

Publication number: DE60002165T2
Application number: DE60002165T
Authority: DE
Inventors: J. Kurt WEINGARTEN; Daniel Kopf
Original assignee: GigaTera AG
Current assignee: GigaTera AG
Priority date: 1999-02-01
Filing date: 2000-01-28
Publication date: 2004-05-06
Anticipated expiration: 2020-01-29
Also published as: US6393035B1; WO2000045480A1; ATE237877T1; IL144404A0; US7106764B1; EP1149442B1; EP1149442A1; JP2002536823A; DE60002165D1; CA2359794A1; AU3070500A

Description

TECHNISCHES GEBIET
Diese Erfindung betrifft Laser, und zwar insbesondere passiv modengekoppelte Festkörper-Laser, die für einen Betrieb bei Pulsfolgefrequenzen von mehr als 1 GHz ausgelegt sind.
HINTERGRUND DER ERFINDUNG
Festkörper-Laser sind im Stand der Technik bekannt. Ihr Lasergewinn-Medium besteht aus Dotierungsionen, die in geringen Konzentrationen in feste Wirtsmaterialien eingebracht sind. Das Lasergewinn-Medium kann optisch zur Aussendung elektromagnetischer Strahlung angeregt werden, indem man einen Pumpstrahl auf das Lasergewinn-Medium richtet.
Laser mit hoher Pulsfolgefrequenz werden für eine Vielzahl von Anwendungen benötigt, z.B. zur Verwendung als Impfquellen zur Ansteuerung von Hochfrequenz-Photokathoden. Diese HF-Photokathoden werden dann dazu verwendet, Pakete hochenergetischer Elektronen in einen Linearbeschleuniger zu injizieren. Häufig ist es wünschenswert, den Laser mit einer Pulsfolgefrequenz zu betreiben, die der Ansteuerfrequenz des Linearbeschleunigers entspricht, die typischerweise 2,8 GHz oder mehr beträgt. Ferner ist es möglich, Laser mit hoher Pulsfolgefrequenz zu verwenden, die mit der Ansteuerfrequenz des Beschleunigers in diagnostischen Geräten oder bei Licht-Elektronen-Wechselwirkungen nach der vollständigen Beschleunigung der Elektronen synchronisiert sind.
Andere mögliche Anwendungen für Laser mit hoher Pulsfolgefrequenz liegen auf dem Gebiet der Telekommunikation, photonisches Schalten und optoelektronische Prüfgeräte. Da bei Netzwerken und elektronischen Komponenten die Bandbreite und Taktfrequenz immer weiter zunehmen, werden optisch gepulste Laserquellen zur Ansteuerung, Signalerfassung und Überprüfung dieser Komponenten immer bedeutender. Ein Beispiel für diese Verwendung zur optischen Taktung integrierter Schaltkreise ist in der US 5 812 708 (Rao) offenbart.
Modenkopplung ist ein besonderer Betriebsbereich von Lasern, bei dem eine Modulation innerhalb des Hohlraums (Amplituden- oder Phasenmodulator) alle Lasermoden zu einem Betrieb mit konstanter Phase, d.h. phasengekoppelt oder "modengekoppelt", zwingt, so daß die zeitliche Form des Laser-Ausgangssignals einen Zug kurzer (typischerweise im Bereich von Pikosekunden oder Femtosekunden) und kontinuierlich wiederkehrender optischer Pulse bildet. Die Pulsfolgefrequenz dieses Pulszuges ist durch den Kehrwert der Umlaufzeit oder, was gleichbedeutend ist, durch den freien Spektralbereich des Lasers gegeben, und beträgt f_rep = c/2L, wobei c die Lichtgeschwindigkeit und L die Hohlraumlänge eines Hohlraums für stehende Wellen ist. Diese Pulsfolge frequenz f_rep wird als die fundamentale Pulsfolgefrequenz des Laserhohlraums bezeichnet, da diese lediglich einem in dem Hohlraum pro Umlauf zirkulierenden Laserpuls entspricht. Die Pulsfolgefrequenz kann unter bestimmten Bedingungen durch ganzzahlige Vielfache N der fundamentalen Pulsfolgefrequenz skaliert sein, was als harmonisches Modenkoppeln bezeichnet wird. In diesem Fall gibt es mehrere Laserpulse, die in dem Hohlraum pro Umlauf zirkulieren.
Die kleinstmögliche Pulsbreite ist nominell festgelegt als die Linienbreite des Laserübergangs, was annähernd der Bedingung gehorcht, daß t_min ≥ 0,44 Δf ist, wobei Δf die Linienbreite des Laserübergangs ist. Für typische Lasermaterialien wie etwa Nd:YAG oder Nd:Vanadat kann die Linienbreite des Lasers Pulse von weniger als 10 ps Dauer unter-stützen. Für Materialien mit breiterer Bandbreite wie etwa Nd:Glas oder Ti:Saphir können Pulsbreiten von weniger als 100 fs und sogar unterhalb von 10 fs erzeugt werden.
BESCHREIBUNG DES STANDES DER TECHNIK
Modengekoppelte Laser sind im Stand der Technik gut bekannt und sind erstmalig in den 1960er beschrieben worden (siehe H. W. Mocker et al., "Mode competition and self-locking effects in a Q-switched ruby laser", Applied Physics Letters, Vol. 7, Seiten 270–273, 1965). Die passive Modenkopplung unter Verwendung eines sättigbaren Absorbers wurde beinahe unmittelbar daran anschließend entdeckt. Die meisten modengekoppelten Laser verwendeten aktive Modulatoren, wobei der Begriff "aktiv" bedeutet, daß eine Energiequelle wie etwa ein Hochfrequenz-Signal oder ein anderes elektronisches Signal periodisch an den Modulator angelegt werden muß. Typische aktive Modulatoren sind akustooptische Modulatoren (AOMs, Bragg-Zellen) oder elektrooptische Modulatoren (EOMs, Pockels-Zellen). Aktive Modulatoren können die Amplitude (AOMs oder EOMs) oder die Phase (EOMs) des optischen Signals modulieren, um Modenkopplung zu erzielen.
Aktive Modenkoppler haben Kosten und Komplexität als Nachteile. Eine typische Vorrichtung benötigt eine elektrooptische Präzisionskomponente und zusätzlich eine Ansteuerelektronik, die üblicherweise aus für hohe Leistungen und hochstabile HF-Signale (bei AOMs) oder für hohe Spannungen (bei EOMs) ausgelegte Bauteile besteht. Zusätzlich kann eine Rückkopplungselektronik erforderlich sein, um entweder das Ansteuersignal für den Modulator und/oder die Länge des Laserhohlraums zu stabilisieren, um die erforderliche Stabilität für das System zu erzielen (vgl. US 4 025 875 , Fletcher et al., "Length controlled stabilized mode-lock Nd:YAG laser", und Lightwave Electronics, Series 131 data sheet, März 1994).
Aktive Modenkopplung besteht bei kommerziellen lampengepumpten Lasersystemen und inzwischen auch bei diodengepumpten Lasersystemen mit Pulsfolgefrequenzen zur Verfügung, die typischerweise 100 MHz betragen und bis zu 250 MHz reichen. In der Forschung, die auf dem Gebiet aktiver Modenkopplung mit dem Ziel höherer Pulsfolgefrequenzen durchge führt wurde, sind Pulsfolgefrequenzen von 2 GHz (siehe K.J. Weingarten et al., "Two gigahertz repetition rate, diodepumped, mode-locked Nd:YLF laser", Optics Letters, Vol. 15, Seiten 962–964, 1990), 5 GHz (P.A. Schulz et al., "5-GHz mode locking of Nd:YLF laser", Optics Letters, Vol. 16, Seiten 1502–1504, 1991), 20 GHz (A.A. Godil et al., "Harmonic mode locking of Nd:BEL laser using a 20-GHz dielectric resonator/optical modulator", Optics Letters, Vol. 16, Seiten 1765–1767, 1991), und kürzlich 40 GHz(A.J.C. Viera et al., "Microchip laser for microwave and millimeter-wave generation", IEEE MTT-S IMOC'97 Proceedings) erreicht. In al-len Fällen benötigten die Systeme einen aktiven Modulator, der von einer stabilen HF-Quelle und einem HF-Verstärker angesteuert wird. Die höchsten Pulsfolgefrequenzen von 40 GHz wurden mit "harmonischer" Modenkopplung erzielt (siehe N.F. Becker et al., "Harmonic mode locking of the Nd:YAG laser", IEEE Journal of Quantum Electronics, Vol. QE-8, Seiten 687–693, 1972), wobei der Modulator mit einem bestimmten ganzzahligen Vielfachen der fundamentalen Pulsfolgefrequenz des Lasers angesteuert wird. Dies stellt eine zusätzliche Quelle für die Komplexität und Instabilität des Lasersystems dar. Im allgemeinen wünscht man sich, daß harmonische Modenkopplung nach Möglichkeit vermieden wird.
Zur Erzeugung hoher Pulsfolgefrequenzen ist es ferner möglich, andere Lasermedien wie etwa mit seltenen Erden dotierte Faserlaser und Halbleiterlaser zu verwenden. Pulsfolgefrequenzen von >10 GHz wurden bei Halbleiter-Quantenfilmlasern demonstriert (siehe US 5 040 183 , Chen et al., "Apparatus comprising optical pulse-generating means"), wobei sogar Pulsfolgefrequenzen >100 GHz erreicht wurden. Deren Ansatz erscheint jedoch im Hinblick auf die durchschnittliche Leistung begrenzt zu sein. Außerdem wurden Faserlaser mit hohen Pulsfolgefrequenzen vorgestellt, die aktive oder harmonische passive Modenkopplung verwenden (siehe US 5 414 725 , Fermann et al., "Harmonic partitioning of a passively mode-locked laser", und S.V. Chernikov et al., "Duration-tunable 0,2–20 ps 10-GHz source of transform-limited optical pulse based on an electroabsorption modulator", Optics Letters, Vol. 20, Seiten 2399–2401, 1995).
Passive Modenkopplung mit der fundamentalen Pulsfolgefrequenz stellt auf der anderen Seite einen viel einfacheren, robusten und kostengünstigen Ansatz dar, um modengekoppelte Pulse zu erzeugen. Passive Modenkopplung ist ebenfalls im Stand der Technik weit verbreitet (siehe A.J. DeMaria et al., "Self mode-locking of lasers with saturable absorbers", Applied Physics Letters, Vol. 8, Seiten 174–176, 1966). Die bedeutendsten Entwicklungen auf dem Gebiet der passiven Modenkopplung waren in den vergangenen Jahren die Modenkopplung mit Kerr-Linsen (KLM, Kerr-Lens Mode-locking) ( US 5 163 059 , Negus et al., "Mode-locked laser using nonlinear self-focusing element") zur Erzeugung von Femtosekunden-Pulsen aus Ti:Saphir und anderen Femtosekunden-Lasersystemen, und die Halbleiter-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber (SESAM) zur Erzeugung von Pikosekunden- und Femtosekunden-Pulsen bei einer Vielzahl von Fest körper-Lasern (siehe U. Keller et al., "Semiconductor saturable absorber mirrors (SESAMs) for femtosecond to nanosecond pulse generation and solid-state lasers", Journal of Selected Topics in Quantum Electronics (JSTQE), Vol. 2, Nr. 3, Seiten 435–453, 1996). Passive Modenkopplung beruht auf einem Mechanismus im Zusammenhang mit dem sättigbarem Absorber, der entweder zu einem verringerten Verlust bei steigender optischer Intensität oder, anders ausgedrückt, zu einem vergrößerten Gewinn bei steigender optischer Intensität führt. Wenn die Parameter des sättigbaren Absorbers bei dem Lasersystem richtig eingestellt sind, wird die optische Intensität in dem Hohlraum des Lasers verstärkt, so daß sich ein modengekoppelter Pulszug über einem Zeitintervall aufbaut, das einer vorgegebenen Anzahl von Umläufen in dem Hohlraum des Lasers entspricht.
Die meisten passiv modengekoppelten Laser sind mit Pulsfolgefrequenzen von etwa 100 MHz betrieben worden, was einer Hohlraumlänge von etwa 1,5 m entspricht. Diese Hohlraumlänge ist für viele Anwendungen (wie etwa das Impfen eines regenerativen Laserverstärkers) und außerdem für den Aufbau von Lasern in Labor-Größe geeignet. Es sind Bemühungen unternommen worden, höhere Pulsfolgefrequenzen zu erzielen, was für die Telekommunikation und Anwendungen mit optischer Taktung wichtig sein könnte (siehe US 4 930 131 , Sizer, "Source of high repetition rate, high power optical pul-ses", US 5 274 659, Harvey et al., "Harmonically modelocked laser", US 5 007 059, Keller et al., "Nonlinear external cavity mode-locked Laser"; B.E. Bouma et al., "Com pact Kerr-lens mode-locked resonators", Optics Letters, Vol. 21, 1996, Seiten 134–136; and B.C. Collings et al., "True fundamental solitons in a passively mode-locked short-cavity Cr4+:YAG laser", Optics Letters, vol. 22, Seiten 098–2000, 1997).
Passive Modenkopplung in Festkörper-Lasern ist jedoch nicht mit fundamentalen Pulsfolgefrequenzen von mehr als 1 GHz erreicht worden. Für diese Grenze gibt es eine Reihe von Gründen. Zum einen nimmt, bei gegebener Durchschnittsleistung, die Pulsleistung und damit die Spitzenleistung in einem Puls ab, wenn die Pulsfolgefrequenz des Lasers zunimmt (vorausgesetzt, daß die Pulsbreite ebenfalls konstant bleibt). Bei Lasern, die zur Erzeugung passiver Modenkopplung auf durch Spitzenleistung induzierten Nonlinearitäten beruhen (d.h. Laser, die KLM verwenden), wird es zunehmend schwierig, die Moden bei höheren Pulsfolgefrequenzen zu koppeln. Außerdem nimmt die Größe des Hohlraums in Längsrichtung umgekehrt proportional zur Pulsfolgefrequenz ab, und es wird schwieriger, auf angemessene Weise eine Dispersionskompensation zu erzielen. Wie bereits erwähnt, wurde über Festkörper-Laser, die KLM verwenden und deren Pulsfolgefrequenz erheblich über 1 GHz hinausgeht, bislang nicht berichtet (siehe B.E. Bouma et al., "Compact Kerr-lens mode-locked resonators", Optics Letters, Vol. 21, 1996, Seiten 134–136, und US 5 553 093 , Ramaswamy et al., "Dispersion-compensated laser using prismatic and elements").
Bei passiv modengekoppelten Lasern, die zum Modenkoppeln SESAMs verwenden, stellt die Beschränkung auf die Pulsfolgefrequenz den Beginn für Q-Switching-Instabilitäten dar (siehe U. Keller et al., "Semiconductor saturable absorber mirrors (SESAMs) for femtosecond to nanosecond pulse generation and solid-state lasers", Journal of Selected Topics in Quantum Electronics (JSTQE), Vol. 2, Nr. 3, Seiten 435–453, 1996, und U. Keller, "Ultrafast all-solid-state laser technology", Applied Physics B, Vol. 58, Seiten 347–363, 1994). Dies hat auch die Pulsfolgefrequenz des Lasers auf den Bereich von typischerweise einigen hundert Megahertz begrenzt. Unter Verwendung der Technik des Modenkoppelns mit gekoppeltem Hohlraum (RPM) wurde eine Pulsfolgefrequenz von 1 GHz demonstriert (siehe U. Keller, "Diode-pumped, high repetition rate, resonant passive mode-locked Nd:YLF laser", Proceedings on Advanced Solid-State Lasers, Vol. 13, Seiten 94–97, 1992). Aufgrund des zusätzlichen Laserhohlraums, der sorgfältig zu dem Haupthohlraum des Lasers ausgerichtet sein muß, ist dies jedoch ein sehr viel komplizierterer Laser.
Die veröffentlichte japanische Patentanmeldung 01276782 offenbart einen Festkörper-Laser, der mittels eines akustooptischen Element oder eines sättigbaren Farbstoffs modengekoppelt ist. Es wird behauptet, daß eine Pulsfolgefrequenz in GHz-Größenordnung erreicht wird. Das Problem von Q-Switching-Instabilitäten in Verbindung mit einem sättigbaren Absorber ist jedoch nicht angesprochen.
Die Erzeugung von Pulsfolgefrequenzen von mehr als 1 GHz wäre für zahlreiche Anwendungen vorteilhaft, z.B. für die Synchronisation mit linearen Teilchenbeschleunigern (die typischerweise mit 3 GHz oder höher arbeiten), für die Verwendung als optische Pulsquellen in Hochgeschwindigkeits-Telekommunikationsnetzen, und für die optische Taktung von Schaltungen und Systemen im Gigahertzbereich. Diese Laser können ferner Verwendung finden in meßtechnischen Anwendungen wie etwa der Präzisions-Entfernungsmessung, der optischen Überprüfung von Photodetektoren und anderen optisch ausgelösten Komponenten und für elektrooptische Prüfverfahren im Bereich der Elektronik und der integrierten Schaltkreise.
ZUSAMMENFASSUNG DER ERFINDUNG
Aufgabe dieser Erfindung ist es, einen einfachen, robusten, passiv modengekoppelten Laser mit Pulsfolgefrequenzen von mehr als 1 GHz anzugeben, die so hoch wie möglich (bis zu etwa 50 GHz oder höher) reichen können. Es ist ferner Aufgabe der Erfindung, ein Lasersystem zu schaffen, das eine relativ große Durchschnittsleistung von 100 mW und höher – was bei einer Vielzahl optischer Meß- und Nachweisanwendungen zweckmäßig ist – in einem Strahl zu erzeugen, bei dem es sich im wesentlichen um eine fundamentale Raummode handelt, und der durch einen Halbleiterlaser gepumpt wird ("diodengepumpt"), so daß er kompakt, effizient und kostengünstig ist.
Es ist unser Ziel zu zeigen, daß dies durch Verwendung eines Halbleiterspiegels mit sättigbarem Absorber (SESAMs) möglich ist, wodurch der Aufbau weiter vereinfacht wird.
Erfindungsgemäß kann ein passiv modengekoppelter Festkörper-Laser derart aufgebaut werden, daß er eine kontinuierliche Folge von Pulsen elektromagnetischer, durch eine effektive Wellenlänge gekennzeichneter Strahlung emittiert, wobei die fundamentale Pulsfolgefrequenz der emittierten Pulse unter bestimmten, weiter unten beschriebenen Bedingungen mehr als 1 GHz beträgt, und zwar ohne Q-Switching. Der Laser umfasst einen optischen Resonator, ein Festkörper-Lasergewinn-Element, das in dem optischen Resonator angeordnet ist, Mittel zur Anregung des Laser-Gewinn-Elements, durch die effektive Wellenlänge gekennzeichnete elektromagnetische Strahlung zu emittieren, und Mittel zur passiven Modenkopplung, die einen sättigbaren Absorber enthalten. Das Lasergewinn-Element besteht vorzugsweise aus einem Lasermaterial mit einem Querschnitt für stimulierte Emission, der bei der effektiven Wellenlänge mehr als 0,8 × 10^–18 cm^–2 beträgt; in der Regel besteht das Lasergewinn-Element aus Nd:Vanadat. Der sättigbare Absorber ist vorzugsweise eine Halbleiter-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber.
Das Verfahren zur Emission einer kontinuierlichen Folge von Pulsen elektromagnetischer Strahlung, die durch eine effektive Wellenlänge gekennzeichnet ist, wobei die Pulse mit einer fundamentalen Pulsfolgefrequenz von mehr als 1 GHz emittiert werden, beinhaltet die Schritte, ein Lasergewinn-Element anzuregen, durch die effektive Wellenlänge gekennzeichnete elektromagnetische Strahlung zu emittieren, wobei das Lasergewinn-Element in einem optischen Resonator angeordnet ist, die elektromagnetische Strahlung in dem optischen Resonator zu rezirkulieren, und die elektromagnetische Strahlung unter Verwendung eines sättigbaren Absorbers passiv modenzukoppeln.
Wenn die zur Vermeidung der Q-Switching-Instabilitäten in passiv modengekoppelten Lasern erforderlichen Bedingungen näher untersucht werden, kann die folgende Stabilitätsbedingung abgeleitet werden: (Flaser/Fsat,laser)·(Fabs/Fsat,abs) > ΔR wobei F_laser die Fluenz in dem Lasermaterial, F_sat,laser die Sättigungsfluenz des Lasermaterials, h die Planck'sche Konstante, ν die Mitten-Laserfrequenz, σ_laser der Laser-Querschnitts-Parameter (siehe W. Koechner, Solid-State Laser Engineering, 4. Ausgabe, Springer-Verlag New York, 1996) , Fabs die Fluenz auf der Absorbereinrichtung, F_sat,abs = hν/σ_abs-eff die effektive Sättigungsfluenz des Absorbers mit σ_abs-eff als den effektiven Querschnitts-Parameter des Absorbers, und ΔR die Modulationstiefe der Absorbereinrichtung ist. Diese Gleichung kann verwendet werden, um einen Laser für den Betrieb bei höheren Pulsfolgefrequenzen zu skalieren. Wenn alles andere konstant bleibt (d.h. die Modengröße im Lasermaterial und auf dem Absorber, die Durchschnittsleistung und die Pulsbreite), wenn die Pulsfolgefrequenz sich erhöht, dann verkleinert sich der Ausdruck auf der linken Seite aufgrund der sich verringernden Pulsenergie. Unter dieser Bedingung kann Q-Switching vermieden werden, indem gezielt die Modulationstiefe ΔR verringert wird. Unterhalb einer bestimmten Modulationstiefe wird der Absorber jedoch keinen stark genug ausgeprägten Effekt haben, um die Modenkopplung in Gang zu setzen und aufrechtzuerhalten.
Zur weiteren Verdeutlichung vereinfachen wir Gl. (1) zu: Slaser·Sabs > ΔR wobei S_laser das Fluenzverhältnis in dem Lasermaterial und S_abs das Fluenzverhältnis im Absorber ist. Diese kürzere Schreibweise ermöglicht es uns, die weitere Diskussion zu vereinfachen. Um eine maximale Güteziffer zu erzielen, kann man das Laserdesign so abwandeln, daß das Fluenzverhältnis S_laser in dem Lasermaterial oder das Fluenzverhältnis S_abs in dem Absorber vergrößert wird.
Zunächst betrachten wir die Vergrößerung des Fluenzverhältnisses Sabs für den Absorber. Es gibt zwei Begrenzungen für die Höhe der Fluenz auf dem Absorber. Erstens kann eine sehr hohe Fluenz zu optischen Schäden führen. Schadensgrade von SESAM-Absorbern sind im Bereich von 30 mJ/cm² gemessen worden. Zweitens kann eine sehr hohe Fluenz (jedoch noch unterhalb der Schadensschwelle) bewirken, daß der Laser mit mehreren Pulsen pro Umlauf arbeitet (d.h. eine Form der harmonischen Modenkopplung). Dies mag als Methode wünschenswert sein, um die Pulsfolgefrequenz des Lasers zu erhöhen, es kann jedoch zu einer verringerten Betriebsstabilität des Lasers führen. Typische Fluenzhöhen auf dem SESAM können von etwa F_sat,abs zu bis zu 50·F_sat,abs reichen (eine repräsentative Sättigungsfluenz Fsat,abs beträgt näherungsweise 50 bis 100 μJ/cm²).
Es ist außerdem wichtig, die Sättigungsfluenz F_sat,abs-eff des SESAM zu berücksichtigen. Dieser Parameter wird effektiv durch den Wert des Querschnitts des Halbleiter-Absorbermaterials (σ_abs) bestimmt. Obwohl es möglich ist, die effektive Sättigungsfluenz der SESAM-Einrichtung zu verändern, indem das Design so skaliert wird, daß der Absorber eine andere Feldintensität sieht, so erlaubt uns dies nicht, das Fluenzverhältnis über die Grenzen hinaus anzuheben, die durch Materialschädigung oder Vielfachpulse gesetzt werden.
Mögliche Verfahren zur Reduzierung der Sättigungsfluenz auf dem Absorber beständen in der Verwendung des Exziton-Effekts. Zu bemerken ist, daß es möglich ist, den Exziton-Effekt, der einen relativ schmalen optischen Frequenzbereich hat, durch Temperaturabstimmung des Materials abzustimmen. Auf diese Weise ist es möglich, die Modulationstiefe der SESAM-Einrichtung durch Temperaturabstimmung der gesamten SESAM-Einrichtung zu optimieren, während in dem Hohlraum des Lasers Maßnahmen zur Maximierung seiner Modulationstiefe ergriffen werden müssen. Dies ist insofern vorteilhaft, als es uns erlaubt, das Anlaufen der passiven Modenkopplung für die maximale Pulsfolgefrequenz präzise einzustellen, d.h. wir können ein Gerät mit einer niedrigen Modulationstiefe verwenden, das aber so abgestimmt ist, daß es gerade genug Modulation bereitstellt, um die passive Modenkopplung, aber nicht genug, um das Q-Switching des Lasers in Gang zu setzen.
Eine andere mögliche Methode zur Reduktion der Sättigungsfluenz besteht darin, ein anderes Absorbermaterial mit einem grundsätzlich verschiedenen Querschnittswert zu verwenden. Gegenwärtig ist dies aufgrund der Herstellungsweise der SESAM-Einrichtungen beschränkt, die auf InGaAs oder anderen Halbleiterkombinationen mit unterschiedlichen Dotierungen der Indium-Konzentration beruht, um bei der gewünschten Wellenlänge eine Absorption zu erzielen. Dieses Materialsystem hat einen annähernd konstanten Sättigungsquerschnitt.
Es gibt eine Anzahl von Materialparametern, die optimiert werden können, um das SESAM-Fluenzverhältnis zu verbessern. Erstens kann durch geeignete Dotierung des SESAM-Absorbers die Modulationstiefe für eine gegebene Absorberstärke vergrößert werden, was im Gegenzug einen kürzeren Absorber zur Aufrechterhaltung einer konstanten Modulationstiefe ermöglicht, was wiederum eine Reduktion fixer Verluste ermöglicht, was zu einem effizienteren Laserbetrieb führt. Zweitens ist es möglich, die Oberfläche der SESAM-Einrichtung zu passivieren, um ihren Schadens-Schwellenwert zu verbessern, wodurch ein Betrieb des SESAM mit einer höheren Frequenz ermöglicht wird.
Es gibt ferner eine Anzahl von Techniken, um den Aufbau der SESAM-Einrichtung im Hinblick auf eine Maximierung der Pulsfolgefrequenz des Lasers zu optimieren. Hierzu sei ein kurzer Überblick über die grundlegenden Konstruktionspunkte bei SESAMs gegeben. Grundsätzlich handelt es sich dabei um eine Kombination dielektrischer lichtabsorbierender Schichten, die in der Regel in Form von Viertelwellen- und Halbwellen-schichten angeordnet sind, um auf diese Weise eine Spiegelstruktur zu bilden. Die Absorberschicht kann in irgendeine der Viertelwellen- oder Halbwellenschicht-Strukturen eingebettet sein, solange die gesamte Filterstruktur geeignet ausgelegt ist, ohne daß dadurch die Reflektivität der Spiegelstruktur wesentlich verringert wird. Zu bemerken ist, daß es ferner möglich ist, die Spiegelstruktur mit "chirped" Schichtdicken zu entwerfen, um eine vergrößerte Betriebsbandbreite oder eine dispersive Funktion des Spiegels zu erreichen.
Die Position des Absorbers in der Struktur kann bei der Festlegung der Parameter der Einrichtung eine Schlüsselrolle spielen. Grundsätzlich ist die Sättigungsfluenz der Einrichtung festgelegt durch die Formel Fsat,eff = Fsat,mat/ζ wobei F_sat,eff die effektive Sättigungsfluenz des SESAM, F_sat,mat die Sättigungsfluenz des Absorbermaterials und ζ ein Finessen-Faktor ist (siehe U. Keller, "Ultrafast all-solidstate laser technology", Applied Physics B., Vol. 58, Seiten 347–363, 1994), der durch den Aufbau des SESAM festgelegt ist. Es gibt verschiedene Wege zur Beeinflussung von F_sat,eff. Durch Positionierung des Absorbers in einem Bereich mit niedrigem optischem Feld kann man die effektive Sättigungsfluenz der Einrichtung vergrößern und entsprechend die Modulationstiefe verringern. Die Modulationstiefe kann unabhängig durch die Absorberdicke eingestellt werden. Zu bemerken ist, daß dann, wenn die Absorberdicke vergleichbar wird mit der Länge der stehenden optischen Welle in der Einrichtung, die Sättigungsfluenz ebenso beginnt zuzunehmen. Eine Technik zur Vergrößerung der Modulationstiefe unter Beibehaltung einer niedrigen effektiven Sättigungsfluenz besteht darin, mehrere Absorberschichten am Höchstwert der stehenden Welle in mehr als einer der geeigneten Schichten anzuordnen.
Zu erwähnen ist, daß es ferner möglich ist, die effektive Sättigungsfluenz des SESAM durch Hinzufügen reflektierende Schichten über der den Absorber tragenden Schicht zu vergrößern. Da bestimmte dielektrische Materialien eine höhere Schadensschwelle als Halbleitermaterialien haben, kann es vorteilhaft sein, die oberen Schichten der Struktur aus gegen Schäden unempfindlichen Dielektrika auszuführen und dann die Absorberschicht und darunter schließlich eine dielektrische Halbleiterstruktur anzuordnen.
Es ist außerdem möglich, die Schadensschwelle der Halbleitereinrichtung durch eine geeignete Passivierung der oberen Schicht zu verbessern. Diese Passivierungsschicht verhindert, daß Sauerstoff und andere Verunreinigungen in die Halbleiterstruktur wandern, und sie hält außerdem Verunreinigungen an ihrem Ort fest, die möglicherweise bereits an der Oberfläche der Einrichtung vorhanden waren. Gleichzeitig kann die Passivierung sehr dünn ausgeführt sein, so daß sie optisch transparent ist und die Reflektivität sowie die Absorptionsstruktur der Einrichtung nicht wesentlich beeinflußt. Eine typische Passivierungsschicht könnte bspw. durch Aufbringen von 2 nm Si auf der Abschlußoberfläche der SESAM-Einrichtung hergestellt werden, bevor sie aus ihrer Herstellungskammer entfernt und möglichen Verunreinigungen ausgesetzt wird. Passivierungstechniken für Halbleiter-Lasereinrichtungen sind offenbart in der US 5 144 634 , Gasser et al., "Method for mirror passivation of semiconductor laser diode".
Als nächstes sei die Erhöhung des Fluenzverhältnisses in dem Lasermaterial betrachtet. Die wesentliche Begrenzung bei der Erhöhung der Fluenz des Laserstrahls in dem Kristall wird durch Anforderungen hinsichtlich der Modenanpassung bestimmt, die durch den Pumplaser festgelegt werden (siehe D. Kopf et al., "High-average-power diode-pumped femtosecond Cr:LiSAF lasers", Applied Physics B, Vol. 65, Seiten 235–243, 1997). Obwohl es möglich ist, daß ein Schaden an dem Laserkristall bei sehr hohen Fluenzhöhen auftritt, erfolgt der Betrieb normalerweise nicht in der Nähe dieser Grenze (annähernd 100 mJ/cm² für einen 10 ps Puls in Nd:YAG). Im Gegensatz zur Sättigungsfluenz des SESAM kann jedoch die Sättigungsfluenz durch Austausch des Laserkristalls verändert werden. Gängige Laserkristalle, wie sie in der Vergangenheit verwendet wurden, umfaßten Nd:YAG, Nd:YLF und Nd:Vanadat. Die Tabelle I zeigt repräsentative Werte für Emissionsquerschnitte verschiedener Neodym-Hosts bei annähernd 1064 nm. Wenn man den Laserquerschnitt σ wie in Tabelle I angegeben vergleicht, sieht man, daß Nd:Vanadat einen erheblich höheren Querschnitt, und damit eine geringere Sättigungsfluenz hat. Daher ist dieser Kristall eine der besten Möglichkeiten zur Minimierung der Q-Switching-Güteziffer (FOM, figure of merit), wenn man dies mit anderen typischen Nd-dotierten Kristallen vergleicht.
Tabelle I
Die nächste Betrachtung gilt der Fluenz der Lasermode in dem Laserkristall. Hier ist die Hauptbegrenzung durch die Umstände gegeben, die durch eine geeignete Modenanpassung vorgegeben sind. Für effizientes optisches Pumpen muß der Überlapp des Pumpstrahls mit der Lasermode im allgemeinen hoch über der Absorptionslänge in dem Kristall liegen.
Hierzu ist es bekannt, den konfokalen Parameter des (nicht idealen) Pumpstrahls annähernd identisch mit der Absorptionslänge des Kristalls zu wählen, was als Modenanpassung bezeichnet wird. Diese Bedingung bedeutet, daß der Taillendurchmesser des Pumpstrahls über einer bestimmten oberen Grenze liegen muß. Die Taillengröße der Lasermode ist dann an die Taillengröße des Pumpstrahls angepaßt. Letztere muß sorgfältig optimiert werden; wenn sie zu klein ist, werden Raummoden höherer Ordnung in dem Laserresonator angeregt, und wenn sie zu groß ist, verringert sich der Kleinsignalgewinn, die Laserschwelle erhöht sich und der Laser ist entweder nicht sehr effizient oder erreicht nicht einmal die Schwelle. Zu erwähnen ist, daß die Modenanpassung die Sättigungsfluenz in dem Laserkristall verringert, d.h. das Laserfluenz-Verhältnis verbessert (siehe D. Kopf et al., "High-average-power diode-pumped femtosecond Cr:LiSAF lasers", Applied Physics B, Vol. 65, Seiten 235–243, 1997).
Nd:Vanadat hat einen anderen wichtigen Vorteil gegenüber der Modenanpassung, nämlich es hat eine sehr starke und breite Pumpabsorption bei der Pumpwellenlänge im Vergleich zu Nd:YAG oder Nd:YLF. Zusätzlich kann es mit Nd bis Dotierungsgrade von mehr als 3% dotiert sein, was zusätzlich eine erhöhte Pumpabsorption ermöglicht. Eine typische Absorptionslänge in mit 3% dotiertem Nd:Vanadat beträgt annähernd 100 μm. Dies erlaubt es, eine Modenanpassung mit einem stark fokussierten Pumplaser zu erreichen, was einen kleinstmöglichen Pumpdurchmesser, und damit einen kleinstmöglichen Lasermoden-Durchmesser in dem Laserkristall er möglicht. Dies erlaubt umgekehrt eine erheblich höhere Laserfluenz in dem Laserkristall. In Kombination mit dem größeren Querschnitt und der längeren Sättigungsfluenz führen diese Effekte zu einem erheblich vergrößerten Fluenzverhältnis in dem Laser und dadurch zu einer verbesserten Güteziffer im Gegensatz zu dem Einsetzen von Q-Switching-Instabilitäten, wenn man dies mit Nd:YAG oder anderen konventionellen Lasermaterialien vergleicht.
Außerdem ist es wünschenswert, eine Laserdiode mit der höchstmöglichen räumlichen Helligkeit zu verwenden, wobei Helligkeit als der Betrag des Lichts verstanden wird, das im Verhältnis zu dem Produkt aus dem Raumwinkel des Lichts mal der Emissions-Aperturfläche emittiert wird. Für eine gegebene Wellenlänge und Leistungshöhe ist Licht der höchsten Helligkeit "beugungsbegrenzt", was Licht mit dem geringstmöglichen Raumwinkel aus einer gegebenen Emissionsfläche entspricht. Dies wird auch durch den M-Quadrat-Faktor (M²) gekennzeichnet (siehe bspw. M.W. Sasnett, "Propagation of multimode laser beams – the M² factor" in The Physics and technology of laser resonators, D.R. Hall, P.E. Jackson, Eds., NY 1989, Seiten 132–142). Wenn M² = 1 ist, ist das Licht beugungsbegrenzt. Größere Werte von M² geben an, um wie viele Male das Licht sich oberhalb der Beugungsgrenze befindet. Ein repräsentatives Beispiel gängiger Laserdioden für hohe Helligkeit nach dem Stand der Technik ist eine Vorrichtung, die bei 808 nm emittiert und bis zu 2 W Durchschnittsleistung aus einer Apertur von 100 μm (in der Sagittalebene) mal 1 μm (in der Tangentialebene) er zeugt, und zwar mit einer Strahldivergenz von etwa 10° bzw. 35°, was zu einem M²-Faktor von etwa 20 bzw. 1 führt. Laserdioden mit hoher Helligkeit ermöglichen es, die Bedingungen in Gl. (2) leichter zu erzielen und/oder ermöglichen eine höhere Auskopplung des Lasers, was zu einer höheren durchschnittlichen Ausgangsleistung führt.
Diese Ergebnisse können verallgemeinert werden. Es ist möglich, höhere Laser-Pulsfolgefrequenzen mit einem passiv modengekoppelten Lasersystem zu erzielen, indem die Lasermodengröße in dem Laserkristall so weit wie möglich im Hinblick auf die Begrenzungen durch Modenanpassung der Pumpdiode verringert wird, die Pumpdiode mit der höchsten verfügbaren Helligkeit gewählt wird, die Laser-Sättigungsfluenz verringert wird, indem ein Lasermaterial mit dem größtmöglichen Querschnitt und einem großen Pumpabsorptions-Koeffizient gewählt wird, und indem dann die Fluenz des Absorbers maximiert und die Sättigungsfluenz des Absorbers nach Möglichkeit minimiert wird.
Die verbleibende Möglichkeit besteht darin, die Modulationstiefe ΔR des Absorbers zu verringern. Wie erwähnt liegt die wesentliche Begrenzung hier in der minimalen Modulationstiefe, die benötigt wird, um Modenkopplung in Gang zu setzen und aufrechtzuerhalten. Leider gibt es bislang keine einfache analytische Form, um die minimale Modulationstiefe zu ermitteln, die benötigt wird, um den Vorgang der Modenkopplung in Gang zu setzen. Es ist jedoch festgestellt worden, daß die Startschwelle von mehreren Effekten abhängt, etwa dem Aufbau des Lasers, wie oft er über die Schwelle hinaus gepumpt wird und den Effekt des räumlichen Loch-Brennens aufgrund der Positionierung des Lasermaterials in dem Laserhohlraum (B. Braun et al., "Continuous-wave modelocked solid-state lasers with enhanced spatial holeburning, Part I:Experiments", Applied Physics B, Vol. 61, Seiten 429–437, 1995). Jeder dieser Effekte wird in den folgenden Abschnitten erläutert.
Ganz allgemein kann man feststellen, daß passive Modenkopplung robuster ist (d.h. mit einer schnelleren Aufbauzeit und geringeren Auswirkungen aufgrund äußerer Störungen funktioniert), wenn der Laser so stark wie möglich gepumpt wird, d.h. so oft über die Schwelle hinaus, wie dies mit der zur Verfügung stehenden Pumpleistung erreicht werden kann. Dies kann in dem Sinne verstanden werden, daß der Laser schneller auf Veränderungen der Intensität in seinem Hohlraum reagiert, wenn er mehrere Male über die Schwelle hinaus gepumpt wird.
Der Effekt des räumlichen Loch-Brennens spielt ferner eine wichtige Rolle bei der Verringerung der Selbststart-Schwelle bei passiver Modenkopplung. Dieser Effekt ist gut beschrieben in B. Braun et al., "Continuous-wave modelocked solid-state lasers with enhanced spatial holeburning, Part I:Experiments", Applied Physics B, Vol. 61, Seiten 429–437, 1995. Ein kurzer Überblick über die wichtigsten Punkte wird hier gegeben.
Zunächst sei ein Laserhohlraum betrachtet, der momentan im Dauerbetrieb-Modus läuft (d.h. das Modenkopplungs-Element ist entfernt worden, aber ansonsten handelt es sich um einen typischen Laserhohlraum für Modenkopplungs-Betrieb). Grundsätzlich ist bei Lasersystemen, bei denen das Gewinnelement im wesentlichen an einem Ende des Laserhohlraums angeordnet ist, der Frequenzabstand der freilaufenden Lasermoden aufgrund des räumlichen Lochbrennens erheblich im Vergleich zu Lasersystemen erhöht, bei denen das Gewinnelement erheblich (wenigstens in der Regel einige wenige Zentimeter) von dem Ende des Hohlraums entfernt angeordnet ist. So ist bspw. in einem typischen "Gewinn-in-der-Mitte"-Lasersystem der Abstand der freilaufenden Moden gleich dem oder einige Male dem longitudinalen Modenabstand (freier Spektralbereich FSR (free spectral range) des Hohlraums gleich c/2L), d.h. in der Größenordnung von einigen 100 MHz bei einem typischen modengekoppelten Laser mit einem FSR von 100 MHz. Bei einem typischen "Gewinn-am-Ende"-Lasersystem beträgt der Abstand der freilaufenden Lasermoden ein Vielfaches der FSR des Hohlraums, und zwar typischerweise 100 bis 200 mal dem FSR, z.B. annähernd 20 GHz in einem typischen "Gewinn-am-Ende" modengekoppelten Laser mit einem FSR von 100 MHz.
Diese "freilaufenden longitudinalen Moden" können den Start- und Aufbauvorgang bei der passiven Modenkopplung unterstützen. Man kann den Vorgang wie folgt beschrieben. Bei einem idealen, homogen verbreiterten Laser (in etwa ähnlich zu dem "Gewinn-in-der-Mitte"-Laser) beginnt der Laser mit einer einzigen Mode (oder mit wenigen eng benachbarten Moden) zu arbeiten. Nachdem diese Mode den sättigbaren Absorber berührt, wird sie derart moduliert, daß andere longitudinale Moden "geimpft" werden und zu wachsen beginnen. Jede dieser Moden wird wiederum moduliert und impft andere benachbarte longitudinale Moden. Dieser Vorgang wächst immer weiter, wobei mehr und mehr longitudinale Moden geimpft werden, bis er einen stationären Zustand erreicht, bei dem eine Balance zwischen der Modulationstiefe des Absorbers und dem Abfall des Gewinns des Laserübergangs für die Moden erreicht wird, die hinsichtlich ihrer Frequenz am weitesten von der Mitte des Laserübergangs entfernt liegen. Dieser stationäre Zustand bestimmt auch die endgültige Betriebswellenlänge des modengekoppelten Lasers und dadurch die minimale Pulsbreite im Betrieb.
In einem "Gewinn-am-Ende"-Laser ist dieser Vorgang der Modenkopplung jedoch aufgrund der ursprünglich weit voneinander beabstandeten freilaufenden Moden verstärkt. Anstelle nur mit lediglich einer laufenden Mode zu starten, wird jede der freilaufenden Moden durch den Absorber moduliert, wobei benachbarte Lasermoden geimpft werden, bis diese soweit wachsen, daß sie die anderen Moden, die sich aus einer benachbarten Gruppe entwickelt haben, überlappen. Da der Vorgang der Modenkopplung im Vergleich zu dem ideal homogen verbreiteten Fall nicht so viel Frequenzraum füllen muß, wird die Zeit für den Aufbau der Modenkopplung verringert und die stationäre Bandbreite des Systems vergrößert, was zu kürzeren Pulsbreiten führt. Dies ist experimentell in dem oben genannten Aufsatz von Braun verifiziert worden.
Für Laser mit hoher Pulsfolgefrequenz ist es vorteilhaft, den "Gewinn-am-Ende"-Effekt zur Verringerung der Selbststart-Schwelle zu verwenden, was es ermöglicht, die Modulationstiefe des Absorbers weiter zu verringern und die Schwelle für das Q-Switching gemäß Gl. (2) zu verbessern.
Es ist ferner möglich, den Frequenzabstand der freilaufenden Moden in einem "Gewinn-am-Ende"-Hohlraum unter Verwendung der Länge und der Dotierung der Kristalle festzulegen, d.h. Δf = c/2nl_g, wobei Δf der Frequenzabstand der Moden, c die Lichtgeschwindigkeit, n der Brechungsindex des Kristalls und l_g die Länge des Kristalls ist, an der die Lasermode lokalisiert ist. Es ist dann möglich, den Modenabstand derart festzulegen, daß er ein Vielfaches der FSR (d.h. Pulsfolgefrequenz) des Laserhohlraums beträgt. Dies sollte weiter den Selbststart und die passive Modenkopplung aufgrund eines stärkeren Überlapps benachbarter longitudinaler Moden verstärken. Beispielsweise wäre es möglich, einen Laser mit einer Pulsfolgefrequenz von 5 GHz zu entwerfen, bei dem eine Kristallänge und Dotierung so gewählt sind, daß sich daraus ein Abstand für freilaufende Moden von im wesentlichen 20 GHz ergibt. Dies würde bedeuten, daß, ausgehend von einer gegebenen freilaufenden Mode, die vierte Mode sich im wesentlichen mit einer anderen freilaufenden Mode überlappen würde, wodurch der Vorgang der Modenkopplung verbessert wird. Wenn diese Wahl schlecht ge troffen würde, z.B. mit einem Abstand freilaufender Moden von 22,5 GHz, dann überlappten sich die Moden nicht bis hin zur achten Mode gezählt von einer gegebenen freilaufenden Mode. Diese Technik könnte besonders günstig sein, wenn die Pulsfolgefrequenz des Lasers über den Bereich von 10 GHz hinaus ansteigt, indem die Selbststart- und Q-Switching-Kriterien schwieriger werden und indem die Pulsfolgefrequenz sich (innerhalb eines Faktors von etwa zwei) dem Abstand der freilaufenden Moden annähert.
Wir verwenden typischerweise Modulationstiefen in dem Bereich von 0,5% bis 1%, um einen Selbststart zu erreichen und dabei dennoch die Instabilitätsgrenze für das Q-Switching für Laser im Subgigahertz-Bereich zu vermeiden. Eine Optimierung des Laserkristalls im Hinblick auf das räumliche Loch-Brennen zur Verwendung des oben genannten Effekts erlaubt eine verringerte Modulationstiefe von dem SESAM und kann eine zuverlässige Selbststartung mit Modulationstiefen von erheblich unter 0,5% erlauben, was für Pulsfolgefrequenzen von gut über 1 GHz vorteilhaft wäre.
KURZBESCHREIBUNG DER ZEICHNUNGEN
1 und 2 zeigen zwei Ausführungsbeispiele eines erfindungsgemäßen 2 GHz-Lasers.
3 zeigt ein gemessenes Mikrowellenspektrum des Lasers aus 1.
4 zeigt die Autokorrelationsfunktion des Lasers aus 1.
5 zeigt ein Mikrowellenspektrum, in dem Q-Switching dargestellt ist.
6 zeigt ein gemessenes Mikrowellenspektrum des Lasers aus 1, in dem die ersten und zweiten Oberwellen dargestellt sind.
7 zeigt einen erfindungsgemäßen 4 GHz-Laser.
8 zeigt ein Mikrowellenspektrum des Lasers aus 6.
9–11 zeigen drei mögliche SESAM-Konstruktionen für erfindungsgemäße Laser.
12 und 13 zeigen zwei mögliche Konstruktionen für quasi-monolithische Laserhohlräume für einen erfindungsgemäßen Laser.
BESCHREIBUNG DER BEVORZUGTEN AUSFÜHRUNGSBEISPIELE
Bei einem Ausführungsbeispiel verwendet die Erfindung einen Laserkristall aus Nd:Vanadat (Nd:YVO₅), der von einem Diodenlaser mit hoher Helligkeit gepumpt wird, und eine SESAM-Einrichtung mit weniger als 1% Modulationstiefe. Ein Diodenlaser 1 mit hoher Helligkeit (Polaroid Teil Nr. 2000- 808-BFY-BW-MCL), der Laserlicht 10 mit 808 nm mit bis zu 2 W aus einer Aperturgröße von annähernd 100 μm mal 1 μm emittiert, wird in seiner hochdivergenten (sagittalen) Achse durch eine Mikrolinse 11 kollimiert, siehe 1. Dann wird das Licht 10 durch zwei achromatische Linsen 12, 13 (Brennweiten 100 mm bzw. 50 mm) abgebildet, die das Licht bis zu einem Durchmesser von annähernd 80 μm in der Tangentialebene und etwa 50 μm oder weniger in der Sagittalebene herunter fokussieren. Am Brennpunkt des Lichts 10 wurden annähernd 1,2 W Pumpleistung bei einer Pumpwellenlänge von nominell 808 nm gemessen, die dann zum optischen Pumpen eines Lasergewinn-Elements zur Verfügung steht. Der Pump-Diodenlaser 1 erreicht seine Maximalleistung bei einem Treiberstrom von 2,2 A und beginnt mit der Abgabe von Licht 10 bei einer Schwelle von 0,32 A.
Ein Nd:Vanadat (der 3% Nd enthält) Laserkristall 2 ist in der Nähe des Brennpunkts des Pumplichts eingefügt. Der Kristall hat im Querschnitt die Maße 3 × 3 mm² mit einer nominellen Länge von 4 mm entlang der Mitte des Kristalls in der Richtung der optischen Achse 20. Die optische Achse 20 steht senkrecht auf einer flachen 3 × 3 mm² Rückseite 22, die eine übliche optische dielektrische Beschichtung hat, die für eine hohe Transmission (HT) bei der Pumpwellenlänge von 808 nm (Transmission etwa 80% oder mehr) sorgt und außerdem hochreflektiv (HR) für die Laserwellenlänge von 1064 nm (Reflektivität typischerweise > 99,9%) ist. Die Vorderseite 21 des Laserkristalls 2 ist so geschnitten und poliert, daß sie einen Winkel bildet, der nominell gleich dem Brewster-Winkel in der Tangentialebene ist, was eine unbeschichtete Oberfläche ermöglicht, die sehr geringe optische Verluste (typischerweise weniger als 0,1%) aufweist.
Nd:Vanadat ist ein weithin bekanntes Kristallmaterial für Laser, und seine Eigenschaften können in Datenblättern verschiedener Unternehmen wie etwa VLOC, Tarpon Springs, Fl, USA, oder Casix, Fujian, China, ermittelt werden.
Ein Laserresonator-Hohlraum 3.1 wird durch den Laserkristall 2 an einem Ende, zwei konkave gekrümmte Klappspiegel 31, 32 und eine SESAM-Einrichtung 4 gebildet, die das andere Ende des Laserhohlraums 3.1 bildet. Durch geeignete Wahl der Krümmungen der Spiegel 31, 32 und der Abstände zwischen den Spiegeln und den ebenen Enden 21, 41 des Hohlraums 3.1 ist es möglich, die optische Modengröße in dem Laserkristall 2 und die optische Modengröße auf dem SESAM 4 einzustellen. Dieses Konstruktionsverfahren verwendet die weithin bekannte ABCD-Matrix-Technik, die bspw. beschrieben ist in A.E. Siegman, Lasers, Mill Valley (CA), University Science, 1986.
Bei einem bestimmten Ausführungsbeispiel wird der erste gekrümmte Spiegel 31 so gewählt, daß er einen Krümmungsradius von 25 mm und eine Reflektivität von 99,6% hat (was es dem Laserstrahl ermöglicht, an dieser Stelle teilweise aus dem Hohlraum auszukoppeln), und der zweite Spiegel 32 wird so gewählt, daß er einen Krümmungsradius von 25 mm mit einer hohen Reflektivität (R > 99,9%) hat. Der Abstand zwischen der Vorderseite 21 des Laserkristalls 2 und dem ersten Spiegel 31 beträgt annähernd 50 mm, der Abstand zwischen dem ersten Spiegel 31 zu dem zweiten Spiegel 32 40 mm, und der Abstand zwischen dem zweiten Spiegel 32 und dem SESAM 4 8 mm. Dies ergibt eine nominelle Gesamthohlraumlänge von annähernd 71,6 mm (wobei die effektive Länge des ND:Vanadat-Kristalls 2 berücksichtigt ist, d.h. sein Brechungsindex von n = 2,15 mal seiner Länge von 4 mm = 8,6 mm), was einem nominellen freien Spektralbereich (d.h. einer Pulsfolgefrequenz) von 2,09 GHz entspricht.
Der nominelle, sich konstruktionsmäßig ergebende Radius der Lasermode in dem Hohlraum beträgt 25 μm mal 50 μm in dem Nd:Vanadat-Kristall 2 (die Asymmetrie beruht auf einer Längenausdehnung der Lasermode aufgrund der im Brewster-Winkel angeordneten Oberfläche 21 auf dem Kristall 2) und annähernd 40 μm im Durchmesser auf dem SESAM 4.
Der erste gekrümmte Spiegel 31 hat eine nominelle Reflektivität von 99,6%, wodurch zwei Strahlen 51, 52 aus dem Laserhohlraum 3.1 mit nominell gleicher Ausgangsleistung austreten können. Bei dieser Anordnung sind in der Regel durchschnittliche Ausgangsleistungen von 100 bis 200 mW pro Ausgangsstrahl 51, 52 (d.h. 200 bis 400 mW Gesamtausgangsleistung) erzielt worden.
Zu erwähnen ist, daß es nicht notwendig ist, den Spiegel 31 als Ausgangskoppler zu verwenden, wie dies in 1 gezeigt ist. Es ist sowohl möglich als auch wünschenswert, lediglich einen Ausgangsstrahl 50 zu haben, indem die Be schichtung auf dem Laserkristall 2 so ausgelegt wird, daß sie teilweise bei der Laserwellenlänge (vgl. 11) transmittiert, und dann einen dichroitischen Strahlteiler 53 (d.h. einen Spiegel, der annähernd 100% bei der Wellenlänge von 1064 nm reflektiert, aber bspw. mehr als 90% des Pumplichts 10 bei 808 nm transmittiert) zu verwenden, um den Laserausgangsstrahl 50 und den Pumpstrahl 10 voneinander zu trennen. Dieses Ausführungsbeispiel eines erfindungsgemäßen Lasers ist in 2 gezeigt. Dieser Ansatz ist in ähnlichen Anordnungen getestet worden, und zwar beim Betrieb mit mehreren Standard-Pulsfolgefrequenzen von 100 MHz oder 200 MHz, und es wurde festgestellt, daß man annähernd die gleiche durchschnittliche Gesamtleistung wie bei dem Ausführungsbeispiel aus 1 erzielen kann.
Wenn die Komponenten so geeignet angeordnet und ausgerichtet sind, daß ein Laserbetrieb mit einer reinen Raummode der geringsten Ordnung (TEM₀₀) erzielt wird, beginnt der Laser von alleine modenzukoppeln, wenn er über eine bestimmte Dioden-Stromstärke hinaus gepumpt wird. 3 zeigt ein Mikrowellenspektrum 93, das für den Laser aus 1 mit einer Photodiode gemessen wurde, die mit einem Hochfrequenz-Spektralanalysator für Mikrowellen (Hewlett Packard HP8563E) verbunden war, und 4 zeigt die optische Autokorrelation 94, aus der die zeitliche Pulsbreite hervorgeht. Das reine Mikrowellensignal bei 2 GHz weist zusammen mit der optischen Autokorrelation auf eine gute Modenkopplung bei dieser Pulsfolgefrequenz hin. Zu bemerken ist, daß es schwierig ist, die Wellenform im Zeitbereich mit herkömmlichen Oszilloskopen zu messen, da die meisten Bandbreiten im Bereich von 100 MHz bis 500 MHz haben. Es können auch sogenannte Abtastoszilloskope mit einer Betriebsbandbreite von bis zu 50 GHz verwendet werden. Diese Instrumente nehmen dann periodisch abgetastete Messungen einer Wellenform auf und führen keine kontinuierliche Messung durch.
5 zeigt das entsprechende Mikrowellenspektrum 95, wenn der Laser aus 1 im Bereich mit Q-switched Modenkopplung betrieben wird. In diesem Experiment entspricht die Schwelle, unterhalb der der Laser in den Q-switched Betrieb überging, einen Diodenstrom von 0,6 A.
In 6 ist ein Mikrowellenspektrum 96 des Lasers nach 1 gezeigt, jedoch mit einem 25 mal größeren Meßbereich als in 3. In dieser Darstellung können die erste Oberwelle 96.1 bei 2 GHz und die zweite Oberwelle 96.2 bei 4 GHz beobachtet werden, was auf einer Modenkopplung des Lasers bei einer Pulsfolgefrequenz von 2 GHz hinweist.
Die grundlegende, oben beschriebene Anordnung kann zu höheren Frequenzen hin skaliert werden. Eine Anordnung, die zu einem Betrieb bei einer nominellen Frequenz von 4 GHz skaliert ist, ist in 7 gezeigt. Anstelle zweier gekrümmter Spiegel 31, 32 wird nur ein gekrümmter Spiegel 33 verwendet, der auch deswegen wichtig wird, weil der Laserhohlraum 3.2 physikalisch kleiner bei höheren Pulsfolgefrequenzen wird. Die Pumpdiode 1 und die Fokussierungsoptik 11–33 für den Pumpstrahl sind im wesentlichen genauso ausgeführt wie bei dem Aufbau für 2 GHz nach 1. Bei diesem Ausführungsbeispiel hier ist ein ähnlicher 3 × 3 × 4 mm³ Nd:Vanadat-Kristall 2, ein gekrümmter Spiegel 33 mit einem Radius von 18 mm und einer Reflektivität von 99,88% und ein Abstand zwischen dem Laserkristall 2 und dem Spiegel 33 von 15 mm und zwischen dem Spiegel 33 und dem SESAM 4 von etwa 16 mm vorgesehen. Die gesamte Hohlraumlänge beträgt annähernd 39,6 mm, was zu einer erwarteten Pulsfolgefrequenz von 3,78 GHz führt. Bei dieser Anordnung wurde eine Modenkopplung bei einer Pulsfolgefrequenz von annähernd 3,8 GHz und eine Ausgangsleistung von etwa 40 mW in jedem der beiden Strahlen 51, 52 erzielt.
8 zeigt das Mikrowellenspektrum 98 des Lasers aus 7. Eine Pulsfolgefrequenz von 3,6 GHz wurde beobachtet.
Es sind verschiedene SESAM-Konstruktionen möglich. Drei beispielhafte Konstruktionen von SESAMs 4.1–4.3 sind in den 9, 10 bzw. 11 gezeigt. Die erste Konstruktion, die in 9 gezeigt ist, besteht aus einem dielektrischen Schichtspiegel 41 (üblicherweise als Bragg-Reflektor bezeichnet), der aus Viertelwellenlängen-Paaren aus Material mit niedrigem Brechungsindex 42.1, ..., 42.p und Material mit hohem Brechungsindex 43.1, ..., 43.p besteht. Diese Spiegel 41 sind Fachleuten in der Spiegeltechnik geläufig. Im einzelnen beginnt die Konstruktion mit einem Substrat aus Galliumarsenid (GaAs) 40 von annähernd 400 μm Dicke. Zunächst wird eine Viertelwellenlängen-Schicht 42.1 aus ei nem Material mit niedrigem Brechungsindex, in diesem Fall Aluminiumarsenid (AlAs) mit einem Brechnungsindex von n = 2,95 und einer Dicke von etwa 80 nm (was einer Viertelwellenlänge von 1064 nm in dem AlAs entspricht), auf dem Substrat 40 abgeschieden. Das Abscheidungsverfahren ist in der Regel eine der weithin geläufigen Techniken wie MBE (molecular beam epitaxy) oder MOCVD (metal-organic chemical vapor deposition). Eine Schicht 43.1 mit einem hohen Brechungsindex wird dann abgeschieden, die aus Galliumarsenid (GaAs) mit einem Brechungsindex von n = 3,49 besteht und eine Viertelwellenlänge-Dicke von 76 nm aufweist. In der Regel wird dies annähernd p = 25 mal wiederholt (d.h. 25 mal ein Paar aus Material mit niedrigem/hohem Brechungsindex). Ein derartiger Bragg-Spiegel 41 liefert eine Reflektivität von üblicherweise mehr als 99,5% und vorzugsweise mehr als 99,9% bei der Mittenwellenlänge, für die er ausgelegt ist. Eine Reflexion einlaufenden Lichts ist schematisch durch einen Pfeil 54 angedeutet.
Anschließend wird eine Absorptionsschicht 44 in eine transparente Halbwellenlänge-Abstandsschicht 45 eingebracht, die oben auf dem Bragg-Spiegel 41 angeordnet ist. Die transparente Halbwellenlänge-Abstandsschicht 45 beeinflußt die Reflektivität oder den Wellenlängenbereich des Bragg-Spiegels 41 nicht wesentlich. Diese Konstruktion wird als "niedrige Finesse"-Konstruktion bezeichnet, da es kein Fabry-Perot-Spiegelelement oberhalb der Abstandsschicht 45 gibt. Bei einem bestimmten Ausführungsbeispiel besteht die Absorberschicht 44 aus Indium-Galliumarsenid (In_xGa_1–xAs), wobei das Verhältnis x des Indiums 25% und das Verhältnis des Galliums 1–x = 75% beträgt. Dies legt die Absorptionsbandlücke der Halbleiter-Absorberschicht 44 auf im wesentlichen 1064 nm fest. Die Dicke der Absorberschicht 44 bestimmt den Gesamtbetrag der Absorptionsveränderung (d.h. der Modulationstiefe ΔR) der SESAM-Einrichtung 4.1 fest. In dem hier beschriebenen Beispiel ist die InGaAs-Absorberschicht 44 annähernd 15 nm dick, und die aus Gags bestehende Halbwellenlänge-Abstandsschicht 45 hat eine Gesamtdicke von 155 nm einschließlich der 15 nm Dicke der Absorberschicht 44. Zu bemerken ist, daß der im Vergleich zu der Abstandsschicht 45 unterschiedliche Brechungsindex der Absorberschicht 44 und deren Dicke bei der Auslegung der vollständigen Dicke der Halbwellenlänge-Schicht berücksichtigt werden müssen, obwohl dieser geringfügige Unterschied für die meisten Konstruktionen vernachlässigbar ist.
Die Absorberschicht 44 kann an einer beliebigen Stelle in dem elektrischen Feld des optischen Strahls innerhalb des Bragg-Reflektors 41 angeordnet sein, indem die Position der Absorberschicht 44 innerhalb der Halbwellenlänge-Schicht 45 ausgewählt wird. In der Regel beginnt das elektrische Feld in der Halbwellenlänge-Schicht 45 bei annähernd null an einem Ende, steigt zu einem Maximalwert in der Mitte und sinkt dann auf im wesentlichen null an der Ausgangsoberfläche ab. Durch Anordnung der Absorberschicht 44 im wesentlichen in der Mitte der Halbwellenlänge-Schicht 45 kann eine maximale Sättigung des Absorbers 44 für eine gegebene auftreffende optische Intensität erzielt werden, und es wird ferner eine minimale effektive Sättigungsfluenz für den SESAM 4.1 erreicht. Es kann jedoch wünschenswert sein, die Modulationstiefe der Einrichtung 4.1 zu verringern, indem die Absorberschicht 44 näher an einem der Enden der Halbwellenlänge-Abstandsschicht 45 angeordnet wird. Falls die Absorberschicht 44 praktisch unmittelbar an einem Ende der Halbwellenlänge-Abstandsschicht 45 angeordnet ist, nähert sich die elektrische Feldstärke null an, und die Modulationstiefe und effektive Sättigung des Absorbers 44 nähert sich ebenfalls null.
Es sollte bemerkt werden, daß die Dicke der Absorberschicht sich einem Wert nähert, bei dem Quantenschicht-Effekte gemessen werden können. Falls ein meßbares Exziton vorhanden ist, kann dies mit Hilfe der Temperatur so abgestimmt werden, daß die Sättigungsfluenz der Absorberschicht 44 optimiert wird. Zu erwähnen ist jedoch, daß Quantenschicht-Effekte nicht wesentlich für einen zuverlässigen SESAM-Betrieb sind, und die Dicke der Absorberschicht stellt einen Parameter dar, der so gewählt wird, daß eine gewünschte Modulationstiefe ΔR erzielt wird.
Es kann wünschenswert sein, die Oberfläche der Halbleiter-Abstandsschicht 45 zu passivieren und zu schützen, d.h. Verunreinigungen und Sauerstoffträger davon abzuhalten, möglicherweise die optischen Eigenschaften des Halbleitermaterials zu verschlechtern. In diesem Fall ist es möglich, eine sehr dünne Schicht 46 aus einem Material wie etwa Silizium (Si) unmittelbar oben auf die letzte Halbleiter schicht 45 aufzubringen. Falls diese Passivierungsschicht (oder Schutzschicht) 46 sehr dünn ist, verändert sie die optischen Eigenschaften der SESAM-Einrichtung 4.1 nicht wesentlich. Sie wird jedoch die Oberfläche ausreichend schützen und passivieren. So können bspw. einige Nanometer (typischerweise 2 bis 20 nm, vorzugsweise 2 bis 4 nm) Silizium unmittelbar auf der Oberfläche nach dessen Herstellung in einem MBE- oder MOCVD-System aufgebracht werden. Dieser Beschichtungsschritt kann in dem gleichen System vorgenommen werden, bevor die SESAM-Einrichtung 4.1 aus der Beschichtungskammer (die unter hohem Vakuum steht) entfernt, und bevor sie möglichen Kontaminationen und Sauerstoffträgern (bspw. Sauerstoff und Wasserdampf in Raumluft) ausgesetzt wurde. Die Passivierungsschicht 46 ermöglicht es uns, die SESAM-Einrichtung 4.1 bei höheren optischen Intensitäten zu betreiben, bevor ein Schaden auftritt, was es umgekehrt erleichtert, Modenkopplung mit höheren Pulsfolgefrequenzen zu erreichen, wie dies durch Gl. (1) beschrieben wird, indem das Fluenzverhältnis auf der SESAM-Einrichtung 4.1 verbessert wird.
10 zeigt eine zweite Variante vieler möglicher SESAM-Konstruktionen. Bei diesem Beispiel sind zusätzliche Paare aus Viertelwellen-Schichten 48.1, ..., 48.q, 49.1, ..., 49.q mit niedrigem bzw. hohem Brechungsindex auf der Oberseite des Halbleiters 46 hinzugefügt, wodurch ein oberer Spiegel 47 gebildet wird. Die sich daraus ergebende Einrichtung wird aufgrund der Fabry-Perot-Struktur, die zwischen dem oberen Spiegel 47 und dem unteren Spiegel 41 ge bildet wird, als ein "Hoch-Finesse"-SESAM 4.2 bezeichnet. Die Fabry-Perot-Struktur verringert die Stärke des optischen Feldes in der Absorptionsschicht 44, wodurch im Vergleich zu dem vorangegangenen Beispiel aus 9 (für die gleiche Absorberdicke) die Korrelationstiefe verringert wird. Bei diesem Beispiel bestehen die Schichten mit niedrigem Brechungsindex 48.1, ..., 48.q aus den üblichen Viertelwellen-Schichten aus Siliziumdioxid (SiO₂, n = 1,45) und die Schichten mit hohem Brechungsindex 49.1, ..., 49.q aus den üblichen Viertelwellen-Schichten aus Titandioxid (TiO₂, n = 2,25). Ein anderer möglicher Vorteil dieser Konstruktion besteht darin, daß das dielektrische Material 48.1, ..., 48.q, 49.1, ..., 49.q eine höhere Schadensschwelle als das Halbleitermaterial 45 hat, und außerdem passiviert und schützt es die Halbleiteroberfläche.
Zu erwähnen ist, daß es zur Passivierung der Oberfläche des Halbleiters 45 andere Wege als das Hinzufügen weiterer dielektrischer Schichten gibt. Eine Möglichkeit besteht darin, die Oberfläche des Halbleiters 46 mit einer dünnen Siliziumschicht 46 zu beschichten, wie dies mit Bezug auf 9 beschrieben wurde. Dies kann dann vorteilhaft sein, wenn gewünscht wird, die Modulationstiefe größer und/oder die Sättigungsfluenz so klein wie möglich zu halten, was die Modenkopplung bei höheren Pulsfolgefrequenzen erleichtert, wie dies durch Gl. (1) beschrieben wird.
Die SESAM-Einrichtungen 4.1, 4.2 aus den 9 und 10 sind für eine Verwendung als Reflektoren mit hoher Reflektivität ausgelegt, wie dies bei den 1, 2 und 7 der Fall ist. Es ist außerdem möglich, den unteren Bragg-Reflektor 41 jeder der SESAM-Einrichtungen so auszulegen, daß sie jede gewünschte Reflektivität hat, die geringer ist als der typische hohe Reflektorwert von 99,5% oder 99,9%. Da das Substrat 40 des SESAM üblicherweise aus Galliumarsenid besteht, wird die übliche Laserwellenlänge von 1064 nm im wesentlichen durch das Substrat 40 hindurch transmittiert. Der SESAM 4 kann als solcher auch als ein Ausgangskoppler ausgelegt sein, der die Komplexität des Systems verringert, indem der dichroische Strahlteiler zwischen der Pumpdiode und dem Laserkristall überflüssig wird. 11 zeigt ein Beispiel eines SESAM 4.3, der für die Verwendung als Ausgangskoppler ausgelegt ist. Der Aufbau dieses SESAM 4.3 in dem dritten Ausführungsbeispiel ist ähnlich zu dem in 9 gezeigten mit Ausnahme der folgenden Unterschiede. Anstatt eine hohe Reflektivität von mehr als 99,5% zu haben, wird der Bragg-Reflektor 41 dieses Ausgangskopplers SESAM 4.3 so eingestellt, daß er eine vergleichsweise niedrige Reflektivität von typischerweise weniger als 99,5% hat. Zusätzlich ist auf der dem GaAs-Substrat 40 gegenüberliegenden Endfläche eine Antireflexionsschicht 61 angebracht, um große ungewünschte Fresnel-Reflexionen an dieser Grenzfläche zu verringern. Die Standard-Antireflexionsschicht 61 besteht in der Regel aus einer Schichtstruktur aus Paaren 61.1, ..., 62.r und 63.1, ..., 63.r mit niedrigem bzw. hohem Brechungsindex und ist in der optischen Beschichtungstechnik weithin bekannt. Transmittiertes Licht ist schematisch durch einen Pfeil 55 dargestellt.
Die oben beschriebenen Laserhohlräume 3.1, 3.2 sind unter Verwendung diskreter Komponenten in einer Laborumgebung dargestellt worden. Es ist jedoch ferner möglich, noch einfachere Systeme zu entwerfen, die quasi-monolithisch sind. Hier wird die Tatsache ausgenutzt, daß der hohe Brechungsindex des Nd:Vanadats verwendet werden kann, um die physische Länge des Laserhohlraums zu verkürzen. 12 zeigt einen quasi-monolithischen Hohlraum 103.1, der für eine Pulsfolgefrequenz von 4 GHz ausgelegt ist. Bei einem Ausführungsbeispiel kann ein Ende 122 eines Nd:Vanadat-Laserkristalls 102 so poliert werden, daß er eine Krümmung aufweist. Diese Krümmung kann so gewählt werden, daß sie die Größe der optischen Mode in dem Hohlraum 103.1 und die Größe auf dem SESAM 104 festlegt. Obwohl dieser Hohlraum 103.1 eine geringere Flexibilität beim Entwerfen als die vorher erwähnten Hohlräume 3.1, 3.2 zuläßt, ist es noch immer möglich, die Bedingungen zu erzielen, die für eine auf der Gl. (1) basierende Modenkopplung notwendig sind. Zusätzlich kann die Modulationstiefe des SESAM 104 wie vorstehend beschrieben eingestellt werden, falls dies notwendig ist.
Zu bemerken ist, daß mehrere wesentliche Varianten dieser quasi-monolithischen Konstruktion möglich sind. Erstens könnte die gekrümmte Oberfläche 122 weggelassen und durch eine ebene Oberfläche ersetzt werden, falls es bei einer gegebenen Pumpleistung einen ausreichenden thermischen Linseneffekt gibt, um eine stabile Lasermode mit der geeigneten Modengröße zu bilden. Dieser Veränderung kann die Her stellung des Laserkristalls einfacher und kostengünstiger machen. Zweitens kann es wünschenswert sein, einen Teil des dotierten Nd:Vanadat-Kristalls 102 durch einen undotierten Vanadat-Kristall 123 an einem Ende des Hohlraums 103.2 zu ersetzen, wie dies in 13 angedeutet ist. Dies sollte höhere Pumpleistungen und dementsprechend höhere Ausgangsleistungen ermöglichen. Der undotierte Vanadat-Teil 123 kann direkt an den dotierten Teil 102 unter Verwendung der weithin bekannten Technik des Diffusions-Bonden angebondet werden, wodurch sich eine mechanisch starke und optisch reine Grenzfläche ergibt. Dieser undotierte Teil 123 wirkt dann als eine bessere Wärmesenke für den dotierten Kristall 102, in der die Pumpleistung absorbiert wird, wodurch der Temperaturgradient und der Temperaturanstieg verringert wird. Zusätzlich verringert der mechanische Druck durch den kontaktierten Kristall die thermische hervorgerufene Ausbauchung des dotierten Kristalls 102 infolge des Aufheizens durch die Pumpe. Dies verringert die thermisch hervorgerufene Linsenwirkung in dem Laserkristall 102, was im Vergleich zu der in 12 gezeigten Anordnung 103.1 für höhere Leistungen beim Pumpen ermöglicht.
Zu erwähnen ist, daß es ferner möglich sein sollte, die SESAM-Einrichtung 104 unmittelbar auf den Nd:Vanadat-Laserkristall 102 mit einer Technik wie bspw. Diffusionsbonden aufzubonden. Dies macht es zusätzlich leichter, die Größe des Hohlraums zu verringern und das System mechanisch robuster zu machen.
Es ist außerdem möglich, Hohlräume zu entwerfen, die bei noch höheren Frequenzen arbeiten. Die Hohlraumkonstruktionen 103.1, 103.2 aus den 12 oder 13 können auf einfache Weise zu kürzeren Längen hin und dementsprechend kleineren Krümmungen an den gekrümmten Enden 122 skaliert werden, um die Größe der Lasermode festzulegen; bei einer derartigen Skalierung können dementsprechend höhere Pulsfolgefrequenzen erzielt werden. Pulsfolgefrequenzen von 10 GHz und höher sollten mit diesem Ansatz möglich sein, solange die Bedingungen nach Gl. (1) erfüllt werden. Berechnungen zeigen, daß dies mit den zur Zeit erhältlichen Laserdioden und mit optimierten SESAM-Konstruktionen realisiert werden kann.

Claims

Laser zur Emission einer kontinuierlichen Folge von Pulsen elektromagnetischer Strahlung, die durch eine effektive Wellenlänge gekennzeichnet ist, wobei die fundamentale Pulsfolgefrequenz der emittierten Pulse mehr als 1 GHz beträgt, mit: einem optischen Resonator (3.1, 3.2, 3.2, 103.1, 103.2); einem Festkörper-Lasergewinn-Element (2, 102), das in dem optischen Resonator angeordnet ist; Mitteln (1) zur Anregung des Festkörper-Lasergewinn-Elements, durch die effektive Wellenlänge gekennzeichnete elektromagnetische Strahlung zu emittieren; und Mitteln zur passiven Modenkopplung, die einen sättigbaren Absorber (4, 4.1, 4.2, 4.3, 104) enthalten, dadurch gekennzeichnet, daß die Pumpleistung der Mittel (1) zur Anregung des Lasergewinn-Elements, elektromagnetische Strahlung zu emittieren, und der Aufbau und der Auskoppel-Wert des optischen Resonators (3.1, 3.2, 3.2, 103.1, 103.2) so gewählt sind, daß das Produkt (F_laser/F_sat,laser) × (F_abs/F_sat,abs) > Δ R ist, wobei F_laser die Fluenz in dem Lasermaterial, F_sat,_laser = h ν/ σ_laser die Sättigungsfluenz des Lasermaterials, h die Planck'sche Konstante, ν die Mitten-Laserfrequenz, σ_laser der Laser-Querschnitts-Parameter, F_abs die Fluenz auf der Absorbereinrichtung, F_sat,_abs = h ν /σ_abs-eff die effektive Sättigungsfluenz des Absorbers, σ_abs-eff der effektive Querschnitts-Parameter des Absorbers, und Δ R die Modulationstiefe des Absorbers ist, so daß das Auftreten von Modenkopplung mit Q-Switching unterdrückt wird.
Laser nach Anspruch 1, bei dem die Mittel (1) zur Anregung des Lasergewinn-Elements, elektromagnetische Strahlung zu emittieren, einen Halbleiterdioden-Laser aufweisen.
Laser nach Anspruch 1, bei dem das Lasergewinn-Element (2, 102) aus einem Lasermaterial mit einem Querschnitt für stimulierte Emission besteht, der bei der effektiven Wellenlänge mehr als 0,8 × 10^–18 cm^–2 beträgt.
Laser nach Anspruch 3, bei dem das Lasergewinn-Element (2, 102) aus Nd:Vanadat besteht.
Laser nach Anspruch 1, bei dem der sättigbare Absorber (4, 4.1, 4.2, 4.3, 104) eine Halbleiter-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber ist.
Laser nach Anspruch 5, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber einen Aufbau mit geringer Finesse hat.
Laser nach Anspruch 6, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber eine Modulationstiefe von weniger als 1% und vorzugsweise von weniger als 0,5% hat.
Laser nach Anspruch 5, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber einen Aufbau mit hoher Finesse hat.
Laser nach Anspruch 5, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber ein Auskoppler ist, um aus dem optischen Resonator Pulse elektromagnetischer Strahlung auszukoppeln.
Laser nach Anspruch 5, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber unmittelbar an ein Ende des Lasergewinn-Elements angebondet ist.
Laser nach Anspruch 5, mit Mitteln zum Abstimmen der Festkörper-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber mit Hilfe der Temperatur für eine optimale Modulationstiefe.
Laser nach Anspruch 1, bei dem der optische Resonator von einem ersten und einem zweiten Ende begrenzt ist und das Lasergewinn-Element (2) an einem Ende derart angeordnet ist, daß räumliches Lochbrennen die Selbststart-Schwelle erhöht und die Zeit zum Aufbau der Modenkopplung verringert.
Laser nach Anspruch 12, bei dem die Länge des Lasergewinn-Elements so gewählt ist, daß der Abstand der freilaufenden longitudinalen Moden aufgrund des räumlichen Lochbrennens ein ganzzahliges Vielfaches der Pulsfolgefrequenz Lasers beträgt, die durch den freien Spektralbereich des optischen Resonators bestimmt ist.
Verfahren zur Emission einer kontinuierlichen Folge von Pulsen elektromagnetischer Strahlung, die durch eine effektive Wellenlänge gekennzeichnet ist, wobei die Pulse mit einer fundamentalen Pulsfolgefrequenz von mehr als 1 GHz emittiert werden, mit den Schritten: Anregen eines Festkörper-Lasergewinn-Elements (2, 102), um durch die effektive Wellenlänge gekennzeichnete elektromagnetische Strahlung zu emittieren, wobei das Lasergewinn-Element in einem optischen Resonator (3.1, 3.2, 3.2, 103.1, 103.2) angeordnet ist; Rezirkulieren der elektromagnetischen Strahlung in dem optischen Resonator (3.1, 3.2, 3.2, 103.1, 103.2); und passives Modenkoppeln der elektromagnetischen Strahlung unter Verwendung eines sättigbaren Absorbers (4, 4.1, 4.2, 4.3, 104), dadurch gekennzeichnet, daß die Pumpleistung der Mittel (1) zur Anregung des Lasergewinn-Elements, elektromagnetische Strahlung zu emittieren, und der Aufbau und der Auskoppel-Wert des optischen Resonators (3.1, 3.2, 3.2, 103.1, 103.2) so gewählt ^sind, daß das Produkt (F_laser/F_sat,laser) × (F_abs/F_sat,abs) >ΔR ist, wobei Fl_aser die Fluenz in dem Lasermaterial, F_sat _,laser = h ν/ σ_laser die Sättigungsfluenz des Lasermaterials, h die Planck'sche Konstante, ν die Mitten-Laserfrequenz, σ_laser der Laser-Querschnitts-Parameter, F_abs die Fluenz auf der Absorbereinrichtung, F_sat _,abs = hν/σ_abs-eff die effektive Sättigungsfluenz des Absorbers, σ_abs-eff der effektive Querschnitts-Parameter des Absorbers ist, und ΔR die Modulationstiefe des Absorbers ist, so daß das Auftreten von Modenkopplung mit Q-Switching unterdrückt wird.
Verfahren nach Anspruch 14, bei dem die Mittel (1) zur Anregung des Lasergewinn-Elements, elektromagnetische Strahlung zu emittieren, einen Halbleiterdioden-Laser aufweisen.
Verfahren nach Anspruch 14, bei dem das Lasergewinn-Element (2, 102) aus einem Lasermaterial mit einem Querschnitt für stimulierte Emission besteht, der bei der effektiven Wellenlänge mehr als 0,8 × 10^–18 cm^–2 beträgt.
Verfahren nach Anspruch 16, bei dem das Lasergewinn-Element (2, 102) aus Nd:Vanadat besteht.
Verfahren nach Anspruch 14, bei dem als sättigbarer Absorber (4, 4.1, 4.2, 4.3, 104) eine Halbleiter-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber gewählt ist.
Verfahren nach Anspruch 18, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber einen Aufbau mit geringer Finesse hat.
Verfahren nach Anspruch 19, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber so gewählt ist, daß sie eine Modulationstiefe von weniger als 1% und vorzugsweise von weniger als 0,5% hat.
Verfahren nach Anspruch 18, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber einen Aufbau mit hoher Finesse hat.
Verfahren nach Anspruch 18, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber ein Auskoppler ist, um aus dem optischen Resonator Pulse elektromagnetischer Strahlung auszukoppeln.
Verfahren nach Anspruch 18, bei dem die Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber unmittelbar an ein Ende des Lasergewinn-Elements angebondet ist.
Verfahren nach Anspruch 18, bei dem die Festkörper-Spiegeleinrichtung aus sättigbarem Absorber für eine optimale Modulationstiefe mit Hilfe der Temperatur abgestimmt wird.
Verfahren nach Anspruch 14, bei dem der optische Resonator von einem ersten und einem zweiten Ende begrenzt ist und das Lasergewinn-Element (2) an einem Ende derart angeordnet ist, daß räumliches Lochbrennen die Selbststart-Schwelle erhöht und die Zeit zum Aufbau der Modenkopplung verringert.
Verfahren nach Anspruch 25, bei dem die Länge des Lasergewinn-Elements so gewählt ist, daß der Abstand der freilaufenden longitudinalen Moden aufgrund des räumlichen Lochbrennens ein ganzzahliges Vielfaches der Pulsfolgefrequenz Lasers beträgt, die durch den freien Spektralbereich des optischen Resonators bestimmt ist.