DE60034589T2

DE60034589T2 - Modengekoppelter dünner scheibenlaser

Info

Publication number: DE60034589T2
Application number: DE60034589T
Authority: DE
Inventors: Rüdiger PASCHOTTA; Jürg AUS DER AU; Gabriel J. SPÜHLER; Ursula Keller
Original assignee: Time Bandwidth Products AG
Current assignee: Time Bandwidth Products AG
Priority date: 1999-12-08
Filing date: 2000-12-07
Publication date: 2007-12-27
Anticipated expiration: 2020-12-08
Also published as: EP1236249B1; ATE360904T1; DE60034589D1; EP1236249A1; WO2001043242A1

Description

Gebiet der Erfindung
Diese Erfindung betrifft Laser und insbesondere modengekoppelte Dünnscheibenlaser (auch Aktivspiegellaser genannt) und Verfahren zur Erzeugung von gepulster Laserstrahlung. Die Erfindung betrifft auch eine Vorrichtung zur Emission gepulster elektromagnetischer Strahlung.
Hintergrund der Erfindung
Konventionelle Festkörperlaser umfassen einen Stab, der aus einem Festkörper-Laserverstärkungsmaterial hergestellt ist. Der Laserstab hat typischerweise die Geometrie eines Zylinders wobei seine longitudinale Dimension (Länge) größer als seine transversale Dimension (Durchmesser) ist. Das Laserverstärkungsmaterial wird durch Licht, z. B. von Laserdioden, optisch angeregt (gepumpt), das in transversaler Richtung auf die zylindrische Oberfläche oder in longitudinaler Richtung auf die Endflächen auftrifft. Die Laserstrahlung wird in longitudinaler Richtung emittiert und läuft in einer Resonator-Kavität um.
Der Laserstab muss gekühlt werden, um Schäden zu vermeiden, die durch Absorption von Hitze aus dem Pumplicht hervorgerufen werden, insbesondere bei Hochleistungslasern. Bei den vorstehend beschriebenen konventionellen Festkörperlasern wird die umgewandelte Leistung in transversaler Richtung von der zylindrischen Oberfläche des Laserstabs abgeführt, beispielsweise durch eine Kühlflüssigkeit. Eine derartige transversale Kühlung führt zu einem transversalen Temperaturgradienten innerhalb des Laserstabs, d. h. die Temperatur in der Mitte (auf oder nahe der Achse) des Stabs ist signifikant höher als an der Oberfläche des Stabs. Bedingt durch die Temperaturabhängigkeit des Brechungsindex und durch thermisch induzierte mechanische Belastungen variiert der Brechungsindex des Verstärkungsmaterials in transversaler Richtung und ist üblicherweise in der Mitte des Stabs höher. Dies führt zu „thermischer Linsenbildung" oder thermisch induzierter Doppelbrechung, die eine sehr schädliche Verminderung der Qualität des Laserstrahls und Effizienzverluste bewirken können.
Um das Problem der thermischen Linsenbildung zu beseitigen, wurde ein Konzept namens „Dünnscheibenlaser" oder „Aktivspiegellaser" vorgeschlagen (vgl. US-Patent Nr. 5,553,088 von Brauch et al. „Laser Amplifying System; A. Giesen et al „Scalable Concept for Diode pumped High-Power Solid-State lasers", Appl. Phys. B 58, 365–372, 1994; T. Kasamatsu und H. Sekita, „Laser-diode-pumped Nd:YAG active mirror laser", Appl. Opt., Vol. 36, No. 9, 1879–1881, 1997). Die Grundidee dieses Ansatzes ist eine sehr dünne Laserkristallscheibe, bei der eine Oberfläche longitudinal mit Laserdioden gepumpt wird, während die andere Oberfläche auf einem Kühlkörper montiert ist. Wenn die Dicke der Scheibe kleiner als der Durchmesser des Laserstrahls ist, erreicht man einen zumindest nahezu eindimensionalen Wärmestrom zu der gekühlten Oberfläche. Somit kann eine einheitliche Pumpintensitätsverteilung ein Temperaturprofil hervorrufen, das in der transversalen Richtung einheitlich ist, wodurch thermische Linsenbildungseffekte reduziert werden. Trotz der geringen Dicke der Scheibe kann eine nahezu vollständige Pumpabsorption erreicht werden, indem Mehrfachdurchgänge der Pumpstrahlung durch die Scheibe unter Verwendung entsprechender Pumpoptik gewährleistet werden. Im Dauerstrichbetrieb (continous wave cw) hat dieses Konzept die Erzeugung von mehr als 100 Watt Ausgangsleistung bei einem beugungsbegrenzten Strahl erlaubt (M. Karszewski et al., „100 W TEM₀₀ operation of Yb:YAG thin disk laser with high efficiency", Confe rence on Advanced Solid-State lasers, OSA Technical Digest Series (Optical Society of America, Washington DC, 1998), p. 296, 1998), mehr als mit anderen Laserkonzepten erreicht wurde.
Laser, die kurze oder ultrakurze (im Sub-Picosekundenbereich) Pulse aussenden, sind aus dem Stand der Technik bekannt. Eine bekannte Technik zur Erzeugung von kurzen oder ultrakurzen Impulsen ist die Modenkopplung. Modenkopplung ist eine kohärente Überlagerung von longitudinalen Laser-Kavitätsmoden. Diese wird durch eine zeitliche Verlustmodulation erzwungen, die die Verluste in der Kavität für einen Puls innerhalb jeder Kavitäts-Durchgangszeit (cavityroundtrip-time) reduziert. Dies führt zu einem offenen Nettoverstärkungs-Fenster, in dem Pulse nur dann verstärkt werden, wenn sie den Modulator zu einer gegebenen Zeit passieren. Die Verlustmodulation kann entweder aktiv oder passiv hervorgerufen werden. Aktive Modenkopplung wird beispielsweise durch Verwenden eines akusto-optischen Modulators als Kavitätsbestandteil (intracavity element) erreicht, der mit der Kavitätsdurchgangszeit synchronisiert ist. Demgegenüber beruht die Erzeugung von ultrakurzen Impulsen auf passiven Modenkopplungstechniken, da nur ein passiver Shutter schnell genug ist, die ultrakurzen Pulse zu formen und zu stabilisieren. Passive Modenkopplung beruht auf einem sättigbaren Absorptionsmechanismus, der abnehmende Verluste bei zunehmender optischer Intensität erzeugt. Wenn die Parameter des sättigbaren Absorbers für das Lasersystem korrekt eingestellt sind, wird eine stabile und selbststartende Modenkopplung erreicht.
Ultrakurze, passive modengekoppelte Festkörperlaser benutzten oft Kerr-Linsen-Modenkopplung (KLM) (vgl. US-Patent 5,163,059 von Negus et al., „Mode-locked Laser Using Nonlinear Self-focusing Element". Bei KLM erzeugt die Selbstfokussierung des Laserstrahls aufgrund des Kerr-Effekts in Kombination entweder mit einer harten Blende oder mit einer weichen Verstärkungsblende eine Amplituden-Selbstmodulation. Passive Modenkopplung kann auch mit sättigbaren Halbleiter-Absorptionsspiegeln (Semiconductor Saturable Absorber Mirrors SESAMs) (vgl. U. Keller et al., „Semconductor Saturable Absorber Mirrors (SESAMs) for femtosecond to nanosecond pulse generation in solid-state lasers", Journal of Selected topics in Quantum Electronics (JSTQE), Vol. 2, No. 3, 435–453, 1996, ausdrücklich durch Referenzierung einbezogen). Ein SESAM ist ein nichtlinearer Spiegel, der innerhalb der Laserkavität eingesetzt ist. Seine Reflektivität wird bei höheren Lichtintensitäten aufgrund von Absorptions-Ausbleichung erhöht, was durch die Verwendung von Halbleitern als nichtlineares Material erreicht wird. Ein SESAM besteht typischerweise aus einem Basisspiegel, der sättigbaren Absorptionsstruktur und ggfs. einer zusätzlichen Antireflex- oder Reflexbeschichtung auf der oberen Oberfläche.
Bis heute wurden im Wesentlichen Dauerstrichlaser (continous-wave cw) oder Q-geschaltete Dünnscheibenlaser vorgestellt, obwohl Laser, die kurze oder ultrakurze Pulse aussenden, wichtige Werkzeuge für eine große Vielzahl von Anwendungen in der Physik, Chemie, Biologie und Medizin sind. Die deutsche Patentanmeldung DE 199 07 722 offenbart einen Dünnscheibenlaser, der mit einem Kerr-Linsen-Modenkopplungsmechanismus modengekoppelt ist, beschreibt jedoch, dass ein SESAM ungeeignet für einen Hochleistungs-Dünnscheibenlaser wäre. Es gibt im Wesentlichen zwei Probleme, die auftreten, wenn man versucht, eine passive Modenkopplungseinrichtung, insbesondere ein SESAM, in einen Dünnscheibenlaser einzufügen.
Das erste Problem sind Q-Schaltinstabilitäten. Eine unerwünschte Tendenz zur Q-geschalteten Modenkopplung (QML) wird durch einen sättigbaren Absorber in der Laserkavität hervorgerufen. Dies resultiert aus der Tatsache, dass beispielsweise eine gewisse Erhöhung der Pulsenergie in der Kavität über den stationären Wert (beispielsweise durch ein Schwanken der Pumpe hervorgerufen) eine stärkere Ausbleichung des Absorbers und somit eine erhöhte Nettoverstärkung bewirkt, wodurch folglich ein exponentieller Anstieg der Pulsenergie hervorgerufen wird. Dieser Anstieg wird unterdrückt, wenn die Verstärkungssättigung die Pulsenergie rechtzeitig begrenzt. Feststofflaser-Materialien (insbesondere Yb:YAG) haben geringe Laserquerschnitte und somit schwache Verstärkungs-Sättigungseffekte, so dass Q-Schaltinstabilitäten nur schwierig vermieden werden können. Wir haben eine detaillierte Untersuchung dieses Problems durchgeführt und eine Reihe von Gegenmaßnahmen gefunden (C. Hönninger et al., „Q-switching stability limits of cw passive mode locking", J. OPT. Soc. Am. B 16, 46 1999), die wir auch auf den modengekoppelten Yb:YAG Laser angewendet haben, der in diesem Dokument beschrieben wird.
Das zweite Problem ist die mögliche Beschädigung des sättigbaren Absorbers. Diese kann entweder durch Überhitzung oder durch nichtthermische Effekte bei hohen optischen Intensitäten hervorgerufen werden, insbesondere wenn Q-Schaltinstabilitäten zur Erzeugung von hochenergetischen Pulsen führen. Diese Beschädigungsprobleme können bei passiven modengekoppelten Hochleistungslasern kritisch sein, aber wir werden in diesem Dokument aufzeigen, dass sie für Dünnscheiben-Yd:YAG-Laser gelöst werden können und eine Skalierung bis zu sehr hohen Durchschnittsleistungen nicht verhindern.
Zusammenfassung der Erfindung
Es ist somit eine Aufgabe dieser Erfindung, einen Dünnscheibenlaser bereitzustellen, der passiv modengekoppelt werden kann. Der Laser soll eine gute Strahlqualität auf weisen (z.B. den fundamentalen TEM₀₀ Mode emittieren), eine hohe Effizienz (z.B. 25% oder mehr) und kurze Pulse (im Picosekundenbereich oder kürzer) mit einer hohen durchschnittlichen Leistung (z. B. 10 Watt und höher) und/oder einer hohen Pulsenergie (z. B. 0,5 μJ oder mehr) emittieren. Ein weiteres Ziel dieser Erfindung ist die Bereitstellung eines Verfahrens zur Erzeugung von kurzgepulster Laserstrahlung mit hoher durchschnittlicher Leistung, einer guten Strahlqualität und einer hohen Effizienz. Ein weiteres Ziel ist es, eine Vorrichtung zur Emission von gepulster elektromagnetischer Strahlung bereitzustellen.
Der Laser zur Emission gepulster elektromagnetischer Strahlung gemäß der Erfindung wird in Anspruch 1 definiert.
Das Verfahren zur Erzeugung gepulster Laserstrahlung gemäß der Erfindung wird in Anspruch 22 definiert.
Der Laser gemäß der Erfindung benutzt das Dünnscheiben-Laserkonzept mit seiner longitudinalen Kühlgeometrie. Dies hat den Vorteil, dass thermische Linsenbildungseffekte reduziert oder unterdrückt werden. Die Absorption der Pumpstrahlung kann effizient gemacht werden, indem Mehrfachdurchgänge der Pumpstrahlung in der Scheibe vorgenommen werden. Um Reflektionen zu vermeiden, die den Modenkopplungsprozess beeinträchtigen, ist die Scheibe vorzugsweise keilförmig.
Die Dünnscheibe ist vorzugsweise aus Yb:YAG hergestellt: dieses Laserverstärkungsmaterial weist eine sehr gute Effizienz von typischerweise 50% auf und ermöglicht die Erzeugung von sehr kurzen Pulsen mit Pulsdauern bis unter 1 ps. Andere mögliche Laserverstärkungsmaterialien sind beispielsweise Nd:YAG, Nd:YVO₄ (Neodym Vanadat) oder Halbleiter.
Ein bevorzugtes Ausführungsbeispiel des Lasers gemäß der Erfindung umfasst einen SESAM als passive Modenkopplungseinrichtung. Ein SESAM ist eine kompakte und einfache Einrichtung zur Modenkopplung und ermöglicht sehr kurze Pulse. SESAM steht hierbei für beliebige sättigbare Absorberstrukturen, exemplarisch sind zu nennen: A-FPSA (Opt. Lett. 17, 505, 1992), SBR (Opt. Lett. 20, 1406, 1995, D-SAM (Opt. Lett. 21, 486, 1996), halbleiterdotierte dielektrische Schichten (Opt. Lett. 23, 1766, 1908) oder Farbglasfilter (Appl. Phys. Lett. 57, 229, (1990). Alle anderen sättigbaren Absorber, die es erlauben, die Betriebsparameter für eine stabile Modenkopplung einzustellen (vgl. C. Hönninger et al., „Q-switching stability limits of cw passive mode locking". J. Opt. Soc. Am. B 16, 46, 1999) könnten genutzt werden.
Allerdings ruft ein sättigbarer Absorber in der Laserkavität eine unerwünschte Tendenz für Q-geschaltete Modenkopplung (QML) hervor. Die Tendenz zur QML kann durch eine oder mehrere der folgenden Maßnahmen reduziert werden:

(a) hohe durchschnittliche Intensität (= Durchschnittleistung pro Modenfläche, beispielsweise 40 mW pro cm²), d.h. eine hohe durchschnittliche Leistung und/oder eine kleine Modenfläche in dem Laserverstärkungsmedium;
(b) geringe Wiederholungsrate (z. B. geringer als 50 MHz, bevorzugt geringer als 30 MHz), d.h. eine lange Resonatorkavität;
(c) starke Sättigung des SESAM, d.h. ein Betrieb des SESAM weit oberhalb der Sättigungsfluenz: Fsat = EA,sat/ASESAM,wobei E_A,sat die Sättigungsenergie des SESAM und A_SESAM die Modenfläche des SESAM ist (allerdings erhöht eine starke Sättigung des SESAM das Risiko einer Beschädigung des SESAM sowie die Tendenz des Lasers, mehrfach umlaufende Pulse anstelle von Einzelpulsen pro Durchgangszeit zu erzeugen. Aus diesem Grund wird man vorzugsweise das Verhältnis der Pulsenergie in der Kavität bezogen auf E_A,sat auf Werte kleiner als 10 begrenzen, obwohl höhere Werte möglich wären.)
(d) Soliton-Modenkopplung, d. h. ein Betrieb mit negativer Dispersion, der gleichzeitig die Erzielung kürzerer Pulse unterstützt (in C. Hönninger et al., „Q-switching stability limits of cw passive mode locking", J. Opt. Soc. Am. B 16, 46, 1999 wird erklärt, wie das Zusammenwirken von Soliton-Effekten und Verstärkungsfilterung hilft, die Q-Schaltinstabilitäten zu unterdrücken).

Es sollte festgehalten werden, dass ein geeignet gestalteter Dünnscheiben-Laserkopf (mit kleiner Lasermodengröße im Verstärkungsmedium) die QML-Tendenz durch die Maßnahme (a) stark reduziert, so dass eine starke SESAM-Sättigung (Maßnahme (c)) nicht notwendigerweise benötigt wird.
Gemäß der Erfindung wird das Problem einer möglichen thermischen Beschädigung des SESAM basierend auf der Tatsache beseitigt, dass die Erwärmung von der absorbierten Intensität und nicht von der Leistung abhängt. Dies hängt damit zusammen, dass die Dicke des SESAM kleiner als die Lasermodenfläche auf der Einrichtung ist. Die thermische Belastung auf den SESAM kann durch Verwendung eines „Einfachdesigns" mit einer geringen Sättigungsfluenz F_sat erreicht werden, die die Verwendung einer größeren Modenfläche ermöglicht. Typische Sättigungsfluenzen, die keine Beschädigungen hervorrufen, liegen im Bereich von 100 μJ/cm². Nicht thermische SESAM-Schäden werden dadurch vermieden, dass der SESAM weit oberhalb der kritischen Sättigungsfluenz nicht betrie ben wird.
Ein passiv modengekoppelter Dünnscheibenlaser kann auch absichtlich im Q-geschalteten Modenkopplungsbereich betrieben werden, bei der die maximal erreichte Pulsenergie nennenswert erhöht ist. Zu diesem Zweck wird ein SESAM mit größerer Modulationstiefe oder möglicherweise eine Kombination von mehreren SESAMs eingesetzt (z. B. um die Hitzebelastung zu verteilen). Eine andere Möglichkeit ist die Verwendung einer Pockels-Zelle und polarisierender Optik zum „cavity dumping". Dies ermöglicht die Extraktion von Pulsen mit Energien, die nur geringfügig höher als die Pulsenergie in der Kavität (intracavity pulse energy) sind, die bei einem modengekoppelten Scheibenlaser sehr hoch sein können.
Ein derartiger Laser ist nicht Bestandteil der beanspruchten Erfindung.
Der Laser gemäß der Erfindung weist den wichtigen Vorteil der Leistungs-Skalierbarkeit auf. Die Ausgangsleistung kann um einen Faktor q (z.B. q = 2 zur Verdopplung der Ausgangsleistung) durch Multiplikation der Pumpleistung sowie der Modenflächen auf der Dünnscheibe und des SESAM um denselben Faktor q variiert werden (für den Fachmann ist klar, wie Laserkavitäten mit entsprechenden Lasermodengrößen entworfen und konstruiert werden). Bei Befolgen dieser Skalierungsregel werden die Tendenzen für thermische Linsenbildung, Q-Schaltinstabilitäten und SESAM-Beschädigung (thermisch oder nichtthermisch) nicht erhöht, sondern bleiben im Wesentlichen konstant. Mit anderen Worten: die Probleme werden nicht größer, wenn die Leistung skaliert wird. Die Temperaturabweichung in der Laserscheibe wird nicht vergrößert, da die Pumpintensität unverändert bleibt. Verbleibende transversale thermische Gradienten der Laserscheibe werden durch Vergrößerung der Modenfläche reduziert, wodurch die höhere Sensitivität größerer Lasermoden hinsichtlich Linsenbildungseffekten kompensiert werden. Die Temperaturabweichung des SESAM wird nicht nochmals erhöht, da diese durch die absorbierte Intensität bestimmt ist, die unverändert bleibt. Auch die Tendenz für Q-Schaltinstabilitäten wird durch die beschriebene Leistungsskalierung nicht erhöht (für Details vgl. C. Hönninger et al., „Q-switching stability limits of cw passive mode locking", J. Opt. Soc. Am. B 16, 46, 1999). Folglich ermöglicht die Erfindung sehr hohe mittlere Leistungen (von 100 Watt und mehr), kombiniert mit guter Strahlqualität, hoher Effizienz und kurzen Pulsdauern.
Zusätzlich zu einem sättigbaren Absorber kann eine Kerr-Linsenmodenkopplung (KLM) bei einem Laser gemäß der Erfindung eingesetzt werden. Um noch kürzere Pulsdauern und selbststartende Modenkopplung zu erreichen, werden vorzugsweise beide Modenkopplungstechniken in Kombination eingesetzt. Der Kerr-Effekt, beispielsweise in einer Glasplatte oder in dem Laserverstärkungsmedium, ist bei hohen Leistungen in der Kavität, die durch die oben erwähnte Leistungsskalierung erreicht werden können, ebenfalls hoch.
Vorzugsweise wird eine Glasplatte (oder ein ähnliches transparentes Medium) in der Resonator-Kavität unter einem Winkel nahe dem Brewster-Winkel bezogen auf die Laserstrahlachse plaziert, um eine lineare Polarisierung der Laserstrahlung zu erzwingen. Die gleiche Platte oder eine andere Platte an einer anderen Stelle in der Resonatorkavität kann als nicht lineares (Kerr-)Medium zur Ausnutzung des Effekts der Kerr-Linsenmodenkopplung anstelle der oder zusätzlich zur Wirkung des sättigbaren Absorbers genutzt werden.
Bei dem Laser gemäß der Erfindung werden Maßnahmen zur Ausnutzung negativer Dispersion oder Dispersonskompensation bevorzugt genutzt. Beispiele für Dispersions- Kompensationsmittel, die in einer Laser-Resonatorkavität eingesetzt werden können, sind:

• ein Gires-Toumois Interferometer (GTI) (vgl. F. Gires, P.Tournois, "Interferometre utilisable pour la compression d'impulsions lumineuses modulés en frequence", C.R. Acad. Sci. Paris, Vol. 258, 6112–6115, 1964);
• ein Paar Beugungsgitter (vgl. E.B. Treacy, "Optical Pulse Compression with Diffraction Gratings", IEEE J. Quantum Electron., Vol. 5, 454–458, 1969);
• ein Prismenpaar (vgl. R.L. Fork et al., "Negative dispersion using pairs of prisms", Optics Letters, Vol. 9, 150–152, 1984);
• ein gechirpter Spiegel (P. Laporta and V. Magni, "Dispersive effects in the reflection of femtosecond optical pulses from broadband dielectric mirrors", Applied Optics, Vol. 24, 2014–2020, 1985; R.Szipöcs et al., Opt. Lett. 19, 201. 1994; F.X. Partner et al., Opt. Lett. 22, 831, 1997),

Nachfolgend wird der Effekt des räumlichen Lochbrennens (spatial hole burning, SHB) für den Laser gemäß der Erfindung diskutiert. Da das Laserverstärkungsmedium bei einem Dünnscheibenlaser extrem dünn ist, wird das Stehende-Welle-Muster in dem Verstärkungsmedium nur für eine relativ große Emissionsbandbreite ausgelöscht. Dies hat zwei Konsequenzen, eine eher negative und eine eher positive:

• Wenn der Laser für die Erzeugung von relativ langen Pulsen (von einigen wenigen Picosekunden für den Fall einer dünnen Laserscheibe mit einer Dicke von ungefähr 0,2 mm) eingerichtet ist, wird das Stehende-Welle-Muster nicht ausgelöscht und deformiert bei homogener Verstärkungssättigung das Verstärkungsspektrum. Dies bewirkt eine Tendenz zur Erzeugung von Mehrfachpulsen, was üblicherweise eine unerwünschte (weil weniger stabile) Betriebsweise ist.
• Wenn die Pulse kürzer sind (ungefähr 0,5 bis 1 ps) wird das Verstärkungsspektrum durch SHB etwas geglättet. Dieser Effekt ermöglicht die Erzeugung kürzerer Pulse, da das effektive Verstärkungsspektrum verbreitert wird. Der beste Effekt wird erreicht, wenn die Dicke des Verstärkungsmediums ungefähr gleich der Lichtgeschwindigkeit in dem Verstärkungsmedium geteilt durch das Zweifache der gewünschten Bandbreite der Pulse ist, die ihrerseits ungefähr ein Drittel der Verstärkungsbreite des Lasermediums beträgt (Für Soliton-Pulse heißt dies effektiv, dass sich der Puls innerhalb der Pulsdauer um ungefähr das Zweifache der Dicke des Verstärkungsmediums fortbewegen kann). In der Tat wurde diese Bedingung in ersten Experimenten ungefähr erfüllt und es wurde eine Pulsdauer von weniger als 700 Femtosekunden erreicht, was ohne die Unterstützung durch den beschriebenen Effekt vermutlich nur schwer zu erreichen gewesen wäre.

Wenn die Erzeugung längerer Pulse gewünscht wird, kann die oben erwähnte Instabilität, die durch SHB hervorgerufen wird, wie folgt beseitigt oder wesentlich reduziert werden. Die Laserkavität ist so gestaltet, dass der Laserstrahl auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium nicht nur zweifach, sondern vierfach während jedes Durchgangs in der Stehende-Welle-Kavität auftrifft. Zwei Auftreffvorgänge finden unter einem bestimmten Winkel bezogen auf den senkrechten Einfall statt, die anderen zwei Auftreffvorgänge finden mit einem geringfügig abweichenden Winkel statt. Die Winkeldifferenz hat zur Folge, dass die Perioden der induzierten Stehende-Welle-Muster in dem Verstärkungsmedium unterschiedlich sind. Die Auftreffwinkel sollten so gewählt werden, dass das resultierende Stehende-Welle-Muster im Wesentlichen nahe der Seite des Kristalls, die derjenigen mit der reflektiven Beschichtung gegenüberliegt, verwischt wird. Nahe der anderen Seite des Kristalls wird trotzdem ein Stehende-Welle-Muster mit signifikantem Kontrast vorliegen, aber es gibt keine weitere unverbrauchte Inversion, die von irgendeiner Welle mit einer Frequenz innerhalb der Verstärkungsbandbreite des Materials ausgenutzt werden könnte. Somit tritt die oben erwähnte Instabilität selbst dann nicht auf, wenn die Lasing-Bandbreite recht klein ist, d. h. wenn relativ lange Pulse erzeugt werden.
Somit wird der Bereich nutzbarer Pulsdauern ausgedehnt und die Abstimmung der Pulsdauern wird ermöglicht.
Für eine mehr quantitative Beschreibung des Aufbaus zur Reduzierung von SHB-abhängigen Instabilitäten ist festzuhalten, dass für eine Einzelwelle in dem Verstärkungsmedium die Dauer der induzierten Wiederverstärkung: λ/(2·n·cosα) (1)beträgt, wobei λ die Wellenlänge im Vakuum, n der Brechungsindex des Kristalls und α der Winkel (im Kristall) relativ zum normalen Auftreffen ist. Die vorstehend erwähnte Bedingung besagt, dass die Anzahl von Perioden innerhalb einer Kristalldicke um 0,5 zwischen den beiden Wellen differiert: [2nd(cosα1 – cosα2)]/λ = 0,5 (2)wobei α₁ und α₂ die zwei unterschiedlichen Auftreffwinkel sind, die bei unterschiedlichen Auftreffvorgängen auftreten, und d die Dicke des Verstärkungsmediums ist. Exemplarisch können wir die folgenden Zahlen zugrundelegen: d = 0,22 mm, n = 1,82, λ = 1030 nm, α₁ = 1°. Wir erfüllen dann die Bedingung (2) für α₂ = 2,3°. Dabei kann es günstig sein, einen geringfügig höheren Wert (z. B. α₂ = 2,6°) zu benutzen, so dass eine vollständige Auslöschung des Stehende-Welle-Musters nicht an der Kristalloberfläche, sondern mehr innerhalb des Kristalls erfolgt. Die exakten Werte der Winkel α₁, α₂ sind nicht kritisch. SHB-abhängige Instabilitäten können auch durch Verwendung anderer Werte auf der rechten Seite von Gleichung (2) wie beispielsweise 1,5, 2,5, ... reduziert werden und generell mit Werten, bei denen das Stehende-Wellen-Muster weitgehend verschmiert wird.
Um SHB-abhängige Instabilitäten zu reduzieren, ist ein mehr als vierfaches Auftreffen der Laserstrahlen auf dem Dünnscheiben-Verstärkungsmedium mit zumindest zwei unterschiedlichen Auftreffwinkeln möglich. Dies kann zu einer weiteren Verbesserung des Verschmierens des Stehende-Welle-Musters führen.
Ein Nachteil des beschriebenen Aufbaus zur Reduzierung von SHB-abhängigen Instabilitäten ist, dass der Laserstrahl dem Effekt der thermischen Linsenbildung vierfach und nicht nur zweifach pro Durchgang ausgesetzt ist. Andererseits kann die thermische Linse in einem Dünnscheiben-Laserkopf sehr schwach sein; die verdoppelte Verstärkung kann eingesetzt werden, um entweder den Laser-Schwellwert oder (mit erhöhter Ausgangs-Kopplungs-Transmission) die Laserintensität innerhalb der Kavität zu reduzieren.
Der Laser gemäß der Erfindung ist insbesondere gut als Pumpquelle für Anordnungen geeignet, die nichtlineare Frequenzumwandlungen durchführen, wie: Frequenzverdoppler, Summenfrequenzmischer, synchron gepumpte optische parametrische Oszillatoren (OPOs), optische parametrische Verstärker (OPAs) oder optische parametrische Generatoren (OPGs). Beispielsweise ermöglichen es OPOs, leistungsstarke Femtosekundenpulse bei unterschiedlichen Wellenlängen und mit guter Wellenlängeneinstellbarkeit zu erzeugen. Ein OPO kann weit kürzere Pulse (z. B. 10 bis 20 mal kürzer) als die Pump-Pulse erzeugen. Dies ermöglicht gepulste Quellen mit mehreren 10 Watt durchschnittlicher Leistung und weniger als 100 fs Pulsdauer. Optische parametrische Generatoren benötigen recht hohe Pump-Pulsenergien, die durch einen Laser gemäß der Erfindung ohne weitere Verstärkung bereitgestellt werden können, so dass die Ausdehnung eines solchen Lasers mit einem einzigen nichtlinearen Kristall für die parametrische Erzeugung eine effiziente und leistungsstarke Pulsquelle bereitstellen kann, die möglicherweise in einem breiten Wellenlängenbereich einstellbar ist. Um die notwendige parametrische Verstärkung zu reduzieren und/oder um das optische Spektrum des erzeugten Ausgangs zu beschränken, kann eine optische Anregungsquelle (optical seed source) eingesetzt werden, die den Kristall effektiv als OPA betreibt.
Ein OPO besteht aus einer Kavität, die einer Laserresonatorkavität ähnlich ist, die Verstärkung im OPO wird jedoch in einem nichtlinearen Kristall (z. B. aus LBO oder KTA hergestellt) erzeugt, der mit den Pulsen des Dünnscheibenlasers gepumpt wird. Der nichtlineare Kristall des OPO erzeugt eine Signalwelle, für die in der OPO-Kavität Resonanz vorliegt, und eine entsprechende Leerlaufwelle (alternativ kann die OPO-Kavität resonant für die Leerlaufwelle sein). Die umlaufenden Signalpulse werden mit den Pumppulsen synchronisiert. Die Wellenlängen der Signal- und Leerlaufwellen werden durch Phasenabgleich bestimmt, der von den Brechungsindizies des nichtlinearen Kristalls, d. h. von dem Material, seiner Temperatur und den Ausdehnungsrichtungen, abhängt. Es wurde gezeigt (L. Lefort et al., Opt. Lett. 24 (1) 28, 1999), dass die von einer synchron gepumpten OPO erzeugten Pulse mehr als zehn mal kürzer als die Pumppulse sein können. Somit zeigt die Kombination eines passiven, modengekoppelten Dünnscheibenlasers gemäß der Erfindung und eines synchron gepumpten OPO einen Weg zur Erzeugung von Pulsen mit mehr als 10 Watt mittlerer Leistung und Pulsdauern weit kleiner als 1 ps mit den zusätzlichen Vorteilen einer weiten Einstellbarkeit und Dioden-Pumpen auf. Andere Laserquellen, die als OPO-Pumpquellen mit gleichartigen Spezifikationen dienen könnten, sind gegenwärtig nicht bekannt.
Insbesondere kann der Laser gemäß der Erfindung mit einem OPO und einem Frequenzverdoppler, einem Summenfrequenzmischer, einem optischen parametrischen Generator (OPG) oder einem optischen parametrischen Verstärker (OPA) kombiniert werden. Solche Vorrichtungen können für die Erzeugung von gepulstem rotem, grünen und blauen Hochleistungslicht, beispielsweise für Farbdisplays, eingesetzt werden.
Sämtliche der erwähnten Einrichtungen zur nichtlinearen Wellenlängen- oder Frequenzumwandlung des Ausgangs des Lasers gemäß der Erfindung erfordern, dass ein Phasenabgleich in dem nichtlinearen Kristall in irgendeiner Weise erreicht wird (für ein Frequenzverdopplungskristall bedeutet der Phasenabgleich beispielsweise, dass die Phasengeschwindigkeiten der Pumpwelle und der zweiten harmonischen Welle identisch gemacht werden). Es gibt zwei grundsätzliche Wege zur Erreichung des Phasenabgleichs, die kritischer und nicht kritischer Phasenabgleich genannt werden:

(i) „kritischer Phasenabgleich" bedeutet, dass man den nichtlinearen Kristall bei einer festen Temperatur, beispielsweise bei Raumtemperatur, betreibt und den Ausbreitungswinkel der Strahlen in dem Kristall unter Berücksichtigung der Hauptachsen des Kristalls derart einstellt, dass Phasenabgleich erreicht wird (der notwendige Ausbreitungswinkel kann von einem Fachmann errechnet werden). Da die Toleranz für den Ausbreitungs winkel typischerweise sehr klein ist, muss die Strahldivergenz in dem nichtlinearen Kristall klein sein, so dass man davon abgehalten wird, die Strahlen in dem Kristall stark zu fokussieren.
(ii) „nicht kritischer Phasenabgleich" bedeutet, dass die Ausbreitungsrichtung so gewählt wird, dass der Ausbreitungswinkel weit weniger bedeutend ist: dies wird beispielsweise für eine Ausbreitung entlang einer der Hauptachsen des Kristalls erreicht. Der Phasenabgleich wird dann durch Regelung der Temperatur des Kristalls erzielt, der für diesen Zweck beispielsweise in einem temperaturgeregelten Ofen montiert werden kann. Die Strahldivergenz kann dann stark sein, so dass eine starke Fokussierung der Strahlen in dem Kristall verwendet werden kann.

Für den nicht kritischen Phasenabgleich werden zur Erzielung einer guten Effizienz des nichtlinearen Prozesses deutlich höhere Leistungsspitzen benötigt, da die Strahlen nicht stark fokussiert werden können, wie oben erläutert wurde. Der nicht kritische Phasenabgleich ist oftmals die einzige Option. Der Laser gemäß der Erfindung erlaubt jedoch auch die Erzeugung sehr hoher Leistungsspitzen aufgrund der hohen durchschnittlichen Leistung und ebenfalls aufgrund der kürzeren Pulsdauer (< 1 ps) verglichen mit typischen modengekoppelten Hochleistungs-Lasern (> 10 ps), die aus dem Stand der Technik bekannt sind. In der Tat haben die Experimente mit dem Laser gemäß der Erfindung zu einer mehr als 50-prozentigen Umwandlungseffizienz bei einem kritisch phasenabgeglichenen LBO-Kristall für die Erzeugung der zweiten Harmonischen bei Raumtemperatur und Erzeugung von grünem Licht mit ungefähr 8 Watt mittlerer Leistung geführt. (Für Laserpulse mit beispielsweise 10 ps Dauer und derselben mittleren Leistung (15 Watt) wäre die Umwandlungseffizienz für diesen Prozess in LBO in der Grö ßenordnung von nur 10 % zu erwarten). Dies zeigt, dass der Laser gemäß der Erfindung gut als Pumpquelle für effiziente, nichtlineare Wellenlängenkonverter basierend auf kritischem Phasenabgleich (eher als auf nicht kritischem Phasenabgleich) geeignet ist. Der Hauptvorteil liegt darin, dass der nichtlineare Kristall bei einer konstanten Temperatur (möglicherweise ohne aktive Temperaturregelung) betrieben werden kann, was insbesondere für einstellbare parametrische Anordnungen (beispielsweise optische parametrische Oszillatoren oder optische parametrische Generatoren) wichtig ist, da eine sehr schnelle Einstellung der Ausgangswellenlänge in weiten Bereichen durch Veränderung des Ausbreitungswinkels in dem nichtlinearen Kristall (verglichen mit der Veränderung der Kristalltemperatur, die inhärent viel mehr Zeit zur Änderung benötigt) ermöglicht wird.
Kurze Beschreibung der Zeichnungen:
1 ist eine schematische Draufsicht auf eine bevorzugte Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung;
2 ist ein schematischer Querschnitt durch ein Dünnscheiben-Laserverstärkungsmedium, das auf einem Kühlkörper montiert ist und das für eine bevorzugte Ausführungsform des Lasers gemäß der Erfindung eingesetzt wird;
3 ist ein schematischer Querschnitt durch einen sättigbaren Halbleiter-Absorberspiegel, der in einer bevorzugten Ausführungsform des Lasers gemäß der Erfindung eingesetzt wird;
4 ist eine grafische Darstellung der Autokorrelationsfunktion bezogen auf die Zeit für einen Yb:YAG-Laser gemäß der Erfindung;
5 ist eine grafische Darstellung des optischen Spektrums bezogen auf die optische Wellenlänge für die Messung nach 4;
6 ist eine schematische Draufsicht auf eine Vorrichtung zur optischen Frequenzumwandlung gemäß der Erfindung;
7 ist eine schematische Draufsicht auf eine Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung, wobei SHB-abhängige Instabilitäten reduziert sind; und
8 ist eine schematische Draufsicht auf eine andere Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung, wobei SHB-abhängige Instabilitäten reduziert sind.
Beschreibung der bevorzugten Ausführungsbeispiele
1 zeigt eine schematische, vereinfachte Darstellung eines Lasers gemäß der Erfindung. Der Laser umfasst einen optischen Resonator 1, der von einem ersten reflektiven Element 11 und einem zweiten reflektiven Element 12 zur Reflektion von Laserstrahlung 10 begrenzt wird. In der bevorzugten Ausführungsform der 1 ist das erste reflektive Element 11 eine sättigbare Halbleiter-Absorber-Spiegeleinrichtung 4 (SESAM) für die passive Modenkopplung des Lasers; diese ist nachstehend mit Bezug auf die 3 beschrieben. Bei anderen Ausführungsformen kann das erste reflektive Element 11 beispielsweise ein dielektrischer Spiegel sein. Das zweite reflektive Element 12 kann beispielsweise ein teilreflektierender dielektrischer und/oder metallischer Auskopplungsspiegel sein.
Der in der 1 dargestellte Resonator ist durch mehrere Faltspiegel 13.1 bis 13.8 mehrfach gefaltet. Deren Radien betragen beispielsweise R₁ = R₃ = R₅ = R₆ = R₇ = ∞; R₂ = R₈ = 1,5 m; R₄ = 1 m. Die Gesamtlänge des geometrischen Pfades im Resonator 1 beträgt bei diesem Beispiel 10 m, korrespondierend zu einer Wiederholrate von 15 MHz. Die Längen der Abschnitte zwischen den Faltungsspiegeln 13.1–13.8 können durch Vergleich mit 1 berechnet werden, da 1 die Längen der Abschnitte in einem korrekten Maßstab darstellt. Selbstverständlich sind viele andere Laserresonator-Ausführungen für den Laser gemäß der Erfindung (vgl. 7) möglich.
Ein Dünnscheiben-Laserkopf, umfassend ein Dünnscheiben-Festkörper-Laserverstärkungsmedium 2, das auf Kühlmitteln 3 montiert ist, wird in dem optischen Resonator 1 angeordnet. Der Dünnscheiben-Laserkopf dient auch als Faltungsspiegel 13.6 und wird nachstehend mit Bezug auf die 2 beschrieben. Alternativ kann der Dünnscheiben-Laserkopf als Endspiegel 11 in der Resonatorkammer 1 verwendet werden. Aus Gründen der Übersichtlichkeit sind Mittel zur Anregung des Laserverstärkungsmediums 2 in der 1 nicht dargestellt und werden mit Bezug auf 2 diskutiert.
Der Laser gemäß 1 umfasst weiterhin ein Gires-Tournois Interferometer (GTI) 5 als Dispersions-Kompensationsmittel. Das GTI 5 dient auch als Faltungsspiegel 13.3. Eine optionale Glasplatte 6 ist in dem optischen Resonator 1 angeordnet und ist derart orientiert, dass der Auftreffwinkel des Laserstrahls 10 gleich dem Brewster-Winkel α_B ist, um eine lineare Polarisierung des Laserstrahls 10 zu erreichen. Die Glasplatte 6 könnte zudem auch für eine Kerr-Linsenmodenkopplung (KLM) eingesetzt werden. Alternativ kann der Kerr-Effekt, der für KLM benötigt wird, durch eine zusätzliche Platte, durch das Laserverstärkungsmedium 2 oder durch den GTI 5 bewirkt werden.
2 zeigt einen schematischen Querschnitt durch einen Dünnscheiben-Laserkopf, der für eine bevorzugte Ausführungsform des Lasers gemäß der Erfindung einsetzbar ist. Ein Laser-Verstärkungsmedium 2 hat die Form einer dünnen Scheibe und ist vorzugsweise ein Yb:YAG Kristall mit einer Dicke von ungefähr 0,2 mm. Die dünne Scheibe 2 ist mit einer Rückseite 22 auf einem Kühlelement 3, beispielsweise einem wassergekühlten Kupferelement, montiert. Zwischen der dünnen Scheibe 2 und dem Kühlelement 3 kann eine Indiumfolie 23 zur Montage der dünnen Scheibe 2 auf dem Kühlelement 3 vorgesehen sein, um einen guten thermischen Kontakt zwischen der dünnen Scheibe 2 und dem Kühlelement 3 und eine Verbesserung der Reflektivität der Rückseite 22 zu gewährleisten. Um Reflektionen zu vermeiden, die den Modenkopplungsprozess beeinträchtigen, ist die dünne Scheibe 2 vorzugsweise leicht keilförmig. (Aus Klarheitsgründen ist die Keilform in der 2 stark übertrieben; typische Keilwinkel betragen ungefähr 0,1°). Das Laserverstärkungsmedium 2 wird vorzugsweise optisch von Licht 20 gepumpt, das beispielsweise von einer nicht dargestellten Laserdiode ausgesendet wird und das auf eine Frontfläche 21 der dünnen Scheibe 2 auftrifft. Die Frontfläche 21 der dünnen Scheibe 2 ist vorzugsweise mit einer Antireflexbeschichtung (AR-coating) versehen, die Rückseite 22 ist vorzugsweise mit einer hochreflektiven Beschichtung (HR-coating) versehen. Ein Laserstrahl, der unter einem kleinen Einfallswinkel auf die Frontfläche 21 der dünnen Scheibe 2 auftrifft, wird durch die dünne Scheibe 2 verstärkt und reflektiert. Bei einer anderen Ausführungsform, bei der die dünne Scheibe 2 als Endspiegel 11 in der Resonatorkavität 1 verwendet wird, kann der Einfallswinkel 0° betragen (senkrechter Einfall).
3 zeigt einen schematischen Querschnitt durch einen SESAM 4, der in einer bevorzugten Ausführungsform des Lasers gemäß der Erfindung eingesetzt wird. Ein Laserstrahl, der von dem SESAM 4 reflektiert wird, ist als Pfeil 10 ein gezeichnet. Der SESAM 4 besteht aus einem Grundspiegel 41 und einer sättigbaren Absorberstruktur 42. Der Grundspiegel 41 ist typischerweise ein Bragg-Spiegel, d. h. ein Stapel von beispielsweise 50 Halbleiter- und/oder dielelektrischen Viertelwellenschichten 43.1, 43.2 ..., 44.1, 44.2, ... auf einem (nicht dargestellten) Substrat, wobei Schichten mit geringer Brechzahl 43.1, 43.2, ... und Schichten mit hoher Brechzahl 44.1, 44.2, ... jeweils alternierend angeordnet sind. Die Viertelwellenschichten des Grundspiegels 41 bestehen beispielsweise aus AlAs 43.1, 43.2, ... (n = 2.94 bei λ = 1030 nm) und GaAs (n = 3,50 bei λ = 1030 nm) 44.1, 44.2, ... Die sättigbare Absorberstruktur 42 umfasst eine erste AlAs Struktur 45 mit einer Dicke von 85 nm, eine In-GaAs Absorberschicht 46 mit einer Dicke von 8 nm und eine GaAs Abstandsschicht 47 mit einer Dicke von 71 nm. Selbstverständlich kann ein Fachmann andere SESAMs 4 entwerfen.
Einige experimentell ermittelte Charakteristika des Lasers gemäß der 1 mit einem Laserverstärkungsmedium 2 gemäß 2 und einem sättigbaren Halbleiter-Absorberspiegel 4 gemäß 3 werden in den 4 und 5 dargestellt. Die Autokorrelation a und das optische Spektrum s sind jeweils in Voll-Linien dargestellt; die gestrichelten Linien sind korrespondierende Anpassungen für Soliton-Pulse. Aus der Autokorrelation a kann die Pulsweite bestimmt werden: Die Pulsweite ist die Gesamtweite bei einem Halbmaximum multipliziert mit einem Korrekturfaktor, der von der Form der Kurve abhängt. Für die Autokorrelation a gemäß 4 beträgt der Korrekturfaktur 0.648 und wir erhalten eine Pulsweite von 680 fs. Das optische Spektrum s, das in 5 dargestellt ist, gibt an, dass die mittlere Ausgangswellenlänge 1030.3 nm beträgt.
6 zeigt eine schematische, vereinfachte Darstellung einer Vorrichtung zur optischen Fregenzumwandlung gemäß der Erfindung. Sie umfasst einen Dünnscheibenlaser gemäß der Erfindung (linke Seite gemäß der 6) und einen synchron gepumpten optischen parametrischen Oszillator (OPO; rechte Seite der 6). Der Dünnscheibenlaser kann beispielsweise der in 1 dargestellte mit einer Resonatorkavität 1, die ein Dünnscheiben-Verstärkungsmedium 2 montiert auf einem Kühlelement 3 und ein SESAM 4 umfasst, sein. Ein exemplarisches Ausführungsbeispiel einer OPO-Kavität 8 wird von einem ersten reflektiven Element 81 und einem zweiten reflektiven Element 82 begrenzt und ist durch zwei, beispielsweise gekrümmte, Faltungsspiegel 83.1, 83.2 gefaltet. Ein optisches nichtlineares Element 9, beispielsweise ein LBO-Kristall, ist in der OPO-Kavität 8 angeordnet. Ein Phasenabgleich wird entweder durch Anpassung des Ausbreitungswinkels der Strahlen in dem Kristall oder durch Regeln der Kristalltemperatur, beispielsweise mit einem nicht dargestellten Ofen, erreicht. Das nichtlineare Element 9 sendet eine Signalwelle mit einer Signalwellenlänge von beispielsweise 1900 nm und eine Leerlaufwellenlänge mit einer Leerlaufwellenlänge von beispielsweise 2250 nm aus; der gemeinsame Pfad von Signal- und Leerlaufwelle ist mit dem Bezugszeichen 80 versehen. Die Spiegel 81 und 83.1, 83.2 weisen eine hohe Reflektivität für die Signalwelle und eine niedrige Reflektivität für die Leerlaufwelle auf. Das zweite reflektive Element 82 ist teilreflektiv für die Signalwelle (beispielsweise R = 90 %) und hat eine niedrige Reflektivität für die Leerlaufwelle. Die Pfadlänge in der OPO-Resonatorkavität 8 ist die gleiche wie in der Laser-Resonatorkavität 1, beispielsweise 10 m. Die Laserstrahlung wird beispielsweise durch einen Spiegel 71 und eine Linse 72 in die OPO-Resonatorkavität 8 eingekoppelt. Selbstverständlich sind viele andere Gestaltungen des OPO-Resonators für die Vorrichtung gemäß der Erfindung möglich.
7 ist eine schematische Draufsicht einer Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung, wobei die SHB-abhängigen Instabilitäten eliminiert oder weitgehend redu ziert sind. Diese Ausführungsform ist besonders gut für die Erzeugung von längeren Pulsen geeignet. Die Reduzierung der Instabilitäten wird durch eine entsprechende Gestaltung des Laserresonators 1 erreicht, so dass der Laserstrahl 10 nicht nur zweimal (wie beispielsweise bei der Ausführungsform gemäß der 1), sondern viermal während jedes Durchgangs in dem Stehende-Welle-Resonator auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium 2 auftrifft. Zwei Auftreffvorgänge 10.1 finden unter einem ersten Winkel α₁' bezogen auf normales Auftreffen (beispielsweise α₁' = 1,8°) statt. Die zwei anderen Auftreffvorgänge 10.2 finden mit einem zweiten Winkel α₂' (beispielsweise α₂' = 4,2°) statt, der geringfügig von dem ersten Winkel α₁' abweicht. Die Winkeldifferenz hat den Effekt, dass die Perioden der induzierten Stehende-Welle-Muster in dem Verstärkungsmedium 2 unterschiedlich sind. (Es sollte festgehalten werden, dass die Winkel α₁' und α₂' in 7 die Auftreffwinkel in Luft sind und daher nicht identisch mit den Winkeln α₁ und α₂ in Gleichung (2), welche die Auftreffwinkel in dem Laserverstärkungsmedium 2 sind. Die Winkel α₁ und α₁' oder die Winkel α₂' und α₂' stehen jeweils über das Snellsche Brechungsgesetz zueinander in Beziehung).
Eine detaillierte schematische Draufsicht einer Anordnung, die die Abstimmung der Pulsdauer ermöglicht, ist in der 8 dargestellt. Der Laserresonator 1 ist wieder derart gestaltet, dass der Laserstrahl 10 das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium viermal während jedes Durchgangs in dem Stehende-Welle-Resonator trifft. Der Resonator ist derart gestaltet, dass er bezogen auf den Faltungsspiegel 13.1 weitgehend symmetrisch ist. Aus diesem Grund ist der Stabilitätsbereich der Kavität im Hinblick auf thermische Linsenbildung so groß wie für eine einfache Kavität, die nur eine doppelte Passage durch die Scheibe pro Durchgang umfasst. Das Gires-Tournois Interferometer (GTI) 5 dient als Dispersons-Kompensationsmittel für die Soliton- Modenkopplung. Das GTI besteht hier aus einem Hochreflektor und einer gegossenen Quarzplatte (die auf einer Seite antireflexbeschichtet ist) mit einem piezogeregelten Luftspalt. Bei dieser Anordnung kann die Pulsdauer einfach durch Variation der Spannung an dem Piezo, der den Luftspalt regelt, eingestellt werden. In dieser Weise kann der Pulsdauerbereich beispielsweise auf Pulsdauern zwischen 0,5 ps und 100 ps ausgedehnt werden oder, wie experimentell demonstriert, auf Pulsdauern zwischen 3,3 ps und 89 ps in einem Aufbau mit einem Etalon 14 oder zwischen 0,83 ps und 1,5 ps ohne Etalon ausgedehnt werden. Anzumerken ist, dass das obere Limit beispielsweise nicht durch SHB bestimmt wird, sondern durch andere Faktoren wie die Erholungszeit für das SESAM ect..

Claims

Ein passiv modengekoppelter Laser zum Ausstrahlen von gepulster elektromagnetischer Strahlung, wobei dieser Laser aufweist: einen optischen Resonator (1); ein Festkörper-Verstärkungsmedium (2), welches im optischen Resonator angeordnet ist, wobei dieses Laserverstärkungsmedium zwei Endflächen (21, 22) aufweist und die Form einer dünnen Platte oder Schicht mit zwei Endflächen hat, wobei des Weiteren die Ausdehnung dieser Endflächen grösser als eine in einer im Wesentlichen senkrecht zu einer von diesen Endflächen gemessenen Dicke dieser Platte oder Schicht ist und wobei mindestens eine von diesen Endflächen (22) eine Kühlfläche aufweist; Mittel (3) zur Kühlung des Laserverstärkungsmediums durch diese Kühlfläche; Mittel zum Anregen des Laserverstärkungsmediums zur Ausstrahlung von elektromagnetischer Strahlung; und Mittel zur passiven Modenkoppelung (4), welches einen im optischen Resonator angeordneten sättigbaren Absorber aufweist.
Der Laser gemäss Anspruch 1, wobei das Laserverstärkungsmedium (2), der sättigbare Absorber (4), der optische Resonator (1) und das Mittel zum Anregen des Laserverstärkungsmediums auf eine solche Art und Weise ausgelegt sind, dass ein modengekoppelter gütegeschalteter Betrieb unterdrückt wird.
Der Laser gemäss Anspruch 1 oder 2, wobei mindestens eine von den Endflächen (21, 22) Mittel zum Reflektieren dieser elektromagnetischen Strahlung aufweist.
Der Laser gemäss Anspruch 3, wobei die Mittel zum Reflektieren eine dielektrische Beschichtung aufweisen.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei das Laserverstärkungsmedium (2) aus einer Gruppe bestehend aus Yb:YAG, Nd:YAG, Nd:YVO4 und einem Halbleiterwerkstoff ausgewählt wird.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei das Laserverstärkungsmedium (2) eine solche Dicke aufweist, dass die Wirkung des räumlichen Lochbrennens die Erzeugung von kurzen Pulsen unterstützt.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei der optische Resonator (1) so ausgelegt ist, dass die ausgestrahlte elektromagnetische Strahlung während jedem Durchgang im optischen Resonator zweimal auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium trifft.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei der optische Resonator (1) so ausgelegt ist, dass die ausgestrahlte elektromagnetische Strahlung während jedem Duirchgang im optischen Resonator mehr als zweimal auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium trifft, wobei mindestens zwei Treffer mit verschiedenen Einfallswinkeln auf solche Weise stattfinden, dass ein stationäres Wellenmuster im Dünnscheiben-Verstärkungsmedium (2) mindestens teilweise ausgewischt wird.
Der Laser gemäss Anspruch 1, wobei der sättigbare Absorber eine sättigbare Halbleiter-Absorber-Spiegelvorrichtung ist.
Der Laser gemäss irgendeinem der Ansprüche 1 bis 9, wobei die Mittel für die passive Modenkoppelung Mittel für Kerr-Linsen-Modenkoppelung aufweisen.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, des Weiteren aufweisend Mittel für das Erzeugen einer negativen Dispersion oder einer Dispersionskompensation, welche im optischen Resonator angeordnet sind.
Der Laser gemäss Anspruch 11, wobei diese Mittel zur Dispersionskompensation ein Gires-Tournois Interferometer (5) ein Beugungsgitterpaar, ein Prismenpaar oder ein dispersiver Spiegel sind.
Der Laser gemäss Anspruch 12, wobei das Gires-Tournois Interferometer (5) einen piezoelektrisch gesteuerten Luftspalt aufweist.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei der optische Resonator (1) eine solche Länge aufweist, dass er eine gepulste elektromagnetische Strahlung mit einer Pulsfrequenz von weniger als 100 MHz und vorzugsweise von weniger als 50 MHz ausstrahlt.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, wobei das Anregungsmittel eine elektromagnetische Strahlungsquelle aufweist.
Der Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche, welcher des Weiteren Mittel zum ,cavity dumping' aufweist.
Der Laser gemäss Anspruch 1 oder irgendeinem der Ansprüche 3 bis 16, welcher des Weiteren Mittel zur gütegeschalteten Modenkoppelung aufweist.
Eine Vorrichtung für die Ausstrahlung von gepulster elektromagnetischer Strahlung, wobei diese Vorrichtung den Laser gemäss irgendeinem der vorhergehenden Ansprüche sowie Mittel für eine optisch nicht-lineare Frequenzumwandlung der von diesem Laser ausgestrahlten elektromagnetischen Strahlung aufweist.
Die Vorrichtung gemäss Anspruch 18, wobei diese Frequenzumwandlungsmittel einen synchron gepumpten optischen parametrischen Oszillator (OPO), einen Frequenzverdoppler, einen Summenfrequenzmischer, einen optischen parametrischen Generator (OPG) und/oder einen optischen parametrischen Verstärker (OPA) aufweisen.
Die Vorrichtung gemäss Anspruch 19, wobei diese Frequenzumwandlungsmittel einen synchron gepumpten optischen parametrischen Oszillator (OPO) und einen Frequenzverdoppler, einen Summenfrequenzmischer, einen optischen parametrischen Generator (OPG) oder einen optischen parametrischen Verstärker (OPA) für die Erzeugung von gepulstem rotem, grünem und blauem Licht aufweisen.
Die Vorrichtung gemäss irgendeinem der Ansprüche 18 bis 20, wobei diese Mittel für eine optisch nichtlineare Frequenzumwandlung einen optisch nicht-linearen Kristall (9) mit definierten Hauptachsen aufweisen, wobei des Weiteren diese Vorrichtung Mittel für die Einstellung des Ausbreitungswinkels der Laserstrahlung in diesem Kristall relativ zu diesen Hauptachsen aufweisen, um dadurch eine Phasenanpassung des nicht-linearen Umwandlungsvorganges zu erreichen.
Ein Verfahren für die Erzeugung gepulster Laserstrahlung, welches die Schritte aufweist: der Anregung eines Laserverstärkungsmediums mit elektronischer Schaltung (2) zur Ausstrahlung elektromagnetischer Strahlung, wobei dieses Laserverstärkungsmedium zwei Endflächen (21, 22) aufweist und die Form einer dünnen Platte oder Schicht mit zwei Endflächen hat und wobei die Ausdehnung dieser Endflächen grösser als eine in einer im Wesentlichen senkrecht zu einer von diesen Endflächen gemessenen Dicke der Scheibe oder Schicht ist und wobei mindestens eine von diesen Endflächen eine Kühlflache aufweist; des Kühlens des Laserverstärkungsmediums durch diese Kühlfläche; der Rückleitung der elektromagnetischen Strahlung in einem optischen Resonator; und der passiven Modenkoppelung dieser elektromagnetischen Strahlung durch die Verwendung eines sättigbaren Absorbers.
Das Verfahren gemäss Anspruch 22, wobei des Weiteren die Kerr-Linsen-Modenkoppelung zur Verbesserung der Wirkung der Modenkoppelung verwendet wird.
Das Verfahren gemäss Anspruch 22 oder 23, wobei eine negative Dispersion im Inneren des optischen Resonators eingeleitet wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 24, wobei gepulste elektromagnetische Strahlung bei einer Pulsfrequenz von weniger als 100 MHz und vorzugsweise von weniger als 50 MHz ausgestrahlt wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 25, wobei das Laserverstärkungsmedium durch eine elektromagnetische Strahlung angeregt wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 26, wobei die elektromagnetische Strahlung im optischen Resonator mittels ,cavity dumping' weggeführt wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 27, wobei die Dicke des Verstärkungsmediums (2) so gewählt wird, dass die Wirkung des räumlichen Lochbrennens die Erzeugung von kurzen Pulsen unterstützt.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 28, wobei die ausgestrahlte elektromagnetische Strahlung während jedem Durchgang im optischen Resonator zweimal auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium trifft.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 28, wobei die ausgestrahlte elektromagnetische Strahlung während jedem Durchgang im optischen Resonator mehr als zweimal auf das Dünnscheiben-Verstärkungsmedium trifft, wobei mindestens zwei Treffer mit verschiedenen Einfallswinkeln auf solche Weise stattfinden, dass ein stationäres Wellenmuster im Dünnscheiben-Verstärkungsmedium (2) mindestens teilweise ausgewischt wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 30, wobei die elektromagnetische Strahlung im optischen Resonator modengekoppelt gütegeschaltet ist, vorzugsweise durch die Verwendung eines sättigbaren Absorbers mit einer grossen Modulationstiefe.
Ein Verfahren zur Erzeugung von gepulster elektromagnetischer Strahlung, wobei dieses Verfahren die Schritte zum Erzeugen von gepulster elektromagnetischer Strahlung gemäss irgendeinem der Ansprüche 22 bis 31 aufweist, und des Weiteren den Schritt der optisch nichtlinearen Umwandlung der Frequenz dieser Laserstrahlung aufweist.
Das Verfahren gemäss Anspruch 32, wobei die Frequenz der Laserstrahlung durch einen optischen parametrischen Oszillator (OPO), einen Frequenzverdoppler, einen Summenfrequenzmischer, einen optischen parametrischen Generator (OPG) und/oder einen optischen parametrischen Verstärker (OPA) umgewandelt wird.
Das Verfahren gemäss Anspruch 33, wobei die Frequenz der elektromagnetischen Strahlung durch einen optischen parametrischen Oszillator (OPO) und durch einen Frequenzverdoppler, einen Summenfrequenzmischer, einen optischen parametrischen Generator (OPG) oder einen optischen parametrischen Verstärker (OPA) umgewandelt wird und auf diese Weise rotes, grünes und blaues Licht erzeugt wird.
Das Verfahren gemäss irgendeinem der Ansprüche 32 bis 34, wobei die Frequenz in einem optisch nichtlinearen Kristall (9) mit definierten Hauptachsen umgewandelt wird, und wobei die Phasenanpassung des nicht-linearen Umwandlungsvorganges durch Einstellung des Ausbreitungswinkels der Laserstrahlung in diesem Kristall relativ zu diesen Hauptachsen erreicht wird.
Ein Verfahren, um die Ausgangsleistung der gepulsten elektromagnetischen Strahlung, welche gemäss dem Verfahren der Ansprüche 22 bis 35 erzeugt wird, um einen definierten Skalierungsfaktor zu variieren, welches die Schritte aufweist: des im Wesentlichen um diesen Skalierungsfaktor Variierens der Leistung, welche durch das Anregungsmittel abgegeben wird; des im Wesentlichen um diesen Skalierungsfaktor Variierens des Bereiches, welcher durch die elektromagnetische Strahlung im Laserverstärkungsmedium angestrahlt wird; und des im Wesentlichen um diesen Skalierungsfaktor Variierens des Bereiches, welcher durch die elektromagnetische Strahlung auf dem Mittel zur Modenkoppelung angestrahlt wird.