DE60038749T2

DE60038749T2 - Transversal gepumpter Laser

Info

Publication number: DE60038749T2
Application number: DE60038749T
Authority: DE
Inventors: Daniel Dr. Kopf
Original assignee: Individual
Current assignee: Individual
Priority date: 1999-06-11
Filing date: 2000-06-09
Publication date: 2009-07-02
Anticipated expiration: 2020-06-10
Also published as: JP2003502849A; WO2000077893A3; EP1186078B1; WO2000077893A2; DE60038749D1; DE60014074D1; DE60014074T2; ATE277439T1; EP1186078A2

Description

Gebiet der Erfindung
Die Erfindung bezieht sich auf das Gebiet kompakter, laserdioden-gepumpter Festkörper-Laserquellen, die ein Schema verwenden, wo sowohl die Pumpe als auch der Modus der stimulierten Emission starke Asymmetrien besitzt.
Hintergrund der Erfindung
Diodengepumpte Hochleistungslaser sind in letzter Zeit Gegenstand einer intensiven Forschung gewesen. Leistungen im Bereich von mehreren hundert Watt sind für solche Lasersysteme demonstriert worden. Bezüglich eines Betriebs im Grundmodus (TEM00-Modus) haben solche diodengepumpte Laserquellen aber bei verschiedenen Näherungen an das Problem nur eine Ausgangsleistung von wenigen zehn Watt gezeigt. Diese diodengepumpten Hochleistungs-TEM00-Laserquellen beruhen typischerweise auf den Lasermedien Nd:YAG, Nd:Vanadat, Nd:YLF oder Yb:YAG. Bei TEM00-modengekoppelter Leistung (Picosekunden- oder Femtosekundenpulse) oder TEM00-frequenzverdoppelter Leistung (zum Beispiel grün bei einer Wellenlänge von 532 nm aus diodengepumptem Nd:Vanadat) sind selbst in verhältnismässig komplizierten Anordnungen niedrigere Leistungen in der Grössenordnung von 10 Watt oder darunter erzeugt worden. Zu den Herausforderungen gehören: die Gesamtanordnung einfach und kompakt zu halten; in modengekoppelten Systemen die Pulslänge für nachfolgende nichtlineare optische Anwendungen so gering wie möglich zu halten (< 10 ps zum Beispiel für Nd:Vanadat), in modengekoppelten Systemen mit sättigbaren Halbleiterabsorbern eine Auslegung zu finden, die den Laser mit Sicherheit in eine stabile Modenkopplung genügend weit oberhalb der modengekoppelten Güteschaltschwelle bringt; in resonatorintern frequenzkonvertierten Lasersystemen das „grüne Problem" oder ähnliche Ausgangsinstabilitäten zu vermeiden.
Man hat lange gedacht, dass die resonatorinterne optische Frequenzverdopplung dem „grünen Problem" unterliegt, das zu instabilen Schwankungen der frequenzkonvertierten Ausgangsleistung des Lasers führt. In letzter Zeit sind einige Anordnungen offenbart worden, die dieses Problem überwunden haben. In dieser Erfindung wird ein weiteres Verfahren aufgezeigt, um das grüne Problem zu vermeiden.
Die Modenkopplung von Festkörperlasern ist mit sättigbaren Halbleiterabsorbern erreicht worden. Allerdings verlangt die Dynamik der Modenkopplung eine hohe Verstärkungssättigung, die mit den hier beschriebenen Schemata erreicht werden kann. Je höher die Verstärkungssättigung, desto geringer kann die Pulsenergiedichte am sättigbaren Halbleiterabsorber sein, wodurch die Degradationsrate des sättigbaren Halbleiterabsorbers verringert wird. Eine hohe Verstärkungssättigung wird gewöhnlich gewonnen, indem eine hohe Pumpintensität erreicht wird, die aber durch die Bruchgrenze von Lasermaterialien begrenzt wird. Daher sind Pumpleistungen bei Lasern dieses Typs typischerweise auf 10 bis 20 W Pumpleistung je Fleck in Nd:Vanadat-Lasern des Standes der Technik begrenzt worden, oder es sind mehrfache Pumpflecke verwendet worden, wodurch das System komplizierter wird. Weiter beschränkt thermische Linsenwirkung die maximale Pumpleistung je Fleck.
In US 5 103 457 wird ein diodengepumpter Festkörperlaser offenbart, der einen Block eines Verstärkermaterials für die stimulierte Emission mit zumindest zwei optischen Oberflächen und ein um den Block herum angeordnetes Resonatorelement besitzt, um einen Laserresonator zu definieren, der Modenformungsmittel enthält, um zwischen den optischen Flächen innerhalb des Blocks einen elliptischen Resonatormodus zu bilden. Eine Pumplaser-Diodenlichtquelle mit einem hohen Aspektverhältnis ist ausserhalb einer der optischen Flächen angeordnet, und ein Element für die Abbildung des Pumplichtstrahls von dieser Quelle ist im Wesentlichen mit dem elliptischen Resonatormodus abgeglichen. In einer Ausführungsform wird der Pumplichtstrahl auf ein Lasermedium abgebildet, worin die Achse des Pumpstrahls schräg zum Lasermedium angeordnet ist und das Medium sich in Berührung mit einer Wärmesenke befindet.
Kurze Beschreibung der Zeichnungen
1a und 1b zeigen Ansichten der Anordnung eines Laserdiodenarrays für das Paumpen eines Ladermediums von der Seite bzw. von oben;
2a, 2b und 2c zeigen Querschnittsansichten des Lasermediums mit unterschiedlichen Pumpfleckgeometrien;
3a und 3b zeigen Ansichten von oben bzw. von der Seite gemäss der Anordnung von 1a und 1b sowie in grösseren Einzelheiten die Pumplichtstrahloptik;
4a, 4b und 4c zeigen alternative Anordnungen für ein Lasermedium und das damit verbundene, nächstliegende reflektierende Resonatorelement, die keinen Teil der Erfindung bilden, aber einen technischen Hintergrund darstellen, der für ein Verständnis der Erfindung nützlich ist;
5 stellt die Anordnung eines Lasermediums und eines Resonatorfaltspiegels als Einkopplungselement für den Pumpstrahl dar, die keinen Teil der Erfindung bildet, aber einen technischen Hintergrund darstellt, der für ein Verständnis der Erfindung nützlich ist;
6 stellt das Lasermedium in einer Querschnittsansicht dar;
7 stellt eine Querschnittsansicht durch ein erfindungsgemässes transversal gepumptes, transversal gekühltes dünnes Lasermedium dar;
8a, 8b und 8c zeigen verschiedene Ausführungsformen des Laserdiodenarrays und der Pumplichtstrahloptik in Ansichten von oben und von der Seite;
9a, 9b und 9c stellen Resonatoren mit verschiedenen optischen Elementen dar;
10 illustriert eine Querschnittsansicht einer als optische Komponente in den Anordnungen gemäss 9a bis 9c verwendeten Halbleiterabsorberkomponente;
11a zeigt eine Diodenpumpanordnung von oben und von der Seite, wobei die Achse des Pumpstrahls schräg zur Achse des Lasermodus liegt;
11b zeigt eine alternative Anordnung gemäss 11a; beide Anordnungen bilden keinen Teil der Erfindung, stellen aber einen technischen Hintergrund dar, der für ein Verständnis der Erfindung nützlich ist;
12a, 12b, 12c und 12d zeigen schematische seitliche Ansichten der Diodenpumpanordnung mit einem Fenster für die Justierung des Lichtstrahls;
13a und 13b zeigen Ansichten einer Diodenarray-Pumpvorrichtung an einer Lasersystembasis mit teilweise geschnittenen Flächen von der Seite bzw. von oben; und
14 zeigt die tangentiale (t) und sagittale (s) Ausdehnung des Lichtstrahls entlang seiner Achse (x) vom Diodenarray bis zum Lasermedium.
Beschreibung der bevorzugten Ausführungsform
Pumpe hoher Intensität: 1 zeigt eine einfache Anordnung, um den von einem Laserdiodenarray hoher Leistung kommenden Strahl auf einen Fleck hoher Intensität zu fokussieren. Das Laserdiodenlicht wird durch eine kleine Anzahl von optischen Elementen in ein Lasermedium hinein abgebildet. Selbst die Hinzufügung eines oder mehrerer optischer Elemente wie einer sphärischen oder zylindrischen Linse gewährleistet noch eine einfache Anordnung und kann dazu verwendet werden, die Fleckgrösse in der waagerechten bzw. senkrechten Ebene abzustimmen.
Die verwendete Laserdiode emittiert bevorzugt von einer emittierenden Fläche, die einen Mikrometer (μm; Mikron) in der Höhe (senkrechte Abmessung) und typischerweise 2 mm und bis zu 10 mm (waagerechte Abmessung) misst. Laserdioden mit einer 10 mm breiten emittierenden Fläche auf einem einzelnen Chip emittieren Ausgangsleistungen im Bereich von 20 bis 60 Watt in einem stark nicht beugungsbegrenzten Strahl (etwa 2000mal die Beugungsgrenze in der waagerechten Abmessung für eine 10 mm breite emittierende Fläche). Diese Dioden„barren” hoher Leistungen bestehen gewöhnlich aus einem Array von Lasern, die auf dem gleichen Chip vorliegen. Zum Beispiel kann eine 40-Watt-Laserdiode aus einem Array von 20 Lasern mit je einem 200 μm breiten Streifen und einem Mittenabstand von 400 μm bestehen. In diesem Falle beträgt der Füllfaktor 50%, entsprechend der aktiven Fläche geteilt durch die Gesamtfläche, die auch die Fläche passiver Abstandshalter zwischen je zwei benachbarten Dioden auf dem gleichen Chip oder „Barren" einschliesst.
1 zeigt die Skizze einer erfindungsgemässen Konfiguration. Ein Laserdiodenarray 1 – zum Beispiel mit einer Gesamtbreite von 5 mm und einer Emissionsleistung von 15 W bei einer Wellenlänge von 808 nm – ist verwendet worden. Das Licht von dieser Laserdiode divergiert typischerweise stark in der senkrechten („schnellen") Achse mit einem Winkel von zum Beispiel etwa ±30°. Daher ist die erste optische Komponente in der Abbildungsoptik bevorzugt eine Kollimationslinse 2 für die schnelle Achse, die das Licht in der senkrechten Abmessung sammelt, zum Beispiel eine zylindrische Linse mit einer Brennweite von etwa 200 μm in der senkrechten Abmessung. Diese Linse ist an einem Halter 3 angebracht, an dem auch der Laserdiodenchip (der „Barren") montiert ist. In einigen Fällen ist es nicht notwendig, eine zylindrische Linse zu verwenden, insbesondere solange das Aspektverhältnis der emittierenden Fläche nicht viel grösser als 500 μm:1 μm ist (waagerechte Abmessung:senkrechte Abmessung). Allgemein wird bevorzugt, Linsen einer hohen numerischen Apertur (ungefähr NA = 0,5) zu verwenden, die in der Lage sind, die gesamte oder im Wesentlichen die gesamte Leistung in der senkrechten Abmessung zu sammeln, wo die Divergenz gewöhnlich viel höher als in der anderen Abmessung ist.
Um das Diodenlaserlicht in ein Lasermedium 4 hineinzufokussieren, wird eine Linse 5 mit einer Brennweite von f = 8 mm, einer hohen NA und einer guten Abbildungsqualität verwendet, zum Beispiel die mit der Artikelnummer C240TM-B von Thorlabs, Inc. Diese Linse 5 wird in einem Abstand von etwa 20 mm vom Diodenlaser 1 angeordnet. Asphärische Linsen können den Vorteil einer verbesserten Abbildungsqualität haben, so dass eine höhere Intensität am Pumpfleck erreicht wird.
Die Fokussieroptik erzeugt, wie beschrieben, einen hellen und stark asymmetrischen Pumpstrahl innerhalb des Lasermediums 4, der sich gut zum Pumpen eines Laserresonators mit einem in der Senkrechten zusammengedrückten Lasermodus innerhalb des Lasermediums 4 eignet. Dies wird eingehender bei D. Kopf, K. J. Weingarten, G. Zhang, M. Moser, A. Prasad, M. A. Emanuel, R. J. Beach, J. A. Skidmore, U. Keller, eingeladener Beitrag, „High-averagepower diode-pumped femtosecond Cr:LiSAF lasers" [Diodengepumpte Femtosekunden-Cr:LiSAF-Laser hoher durchschnittlicher Leistung], Applied Physics B, Band 65, Seiten 235–243, 1997, beschrieben. Die Erfindung verwendet ein anderes Konzept, das auf einer anderen Fokussierung und auf anderen Laserverstärkungsmaterialien beruht. Weiter werden verschiedene Kristall- und Pumpgeometrien beschrieben.
Die Verwendung einer Fokussierlinse hoher NA hat, wie oben erwähnt, den Vorteil, das ein Fleck hoher Intensität erzeugt wird. Der oben beschriebenen Anordnung zufolge wird ein Pumpfleck erzeugt, der 740 μm × 20 μm (Radius) in der waagerechten bzw. senkrechten Ebene misst. Bei einer Leistung von 15 Watt entspricht dies einer Pumpdichte von 32 kW/cm². Bei höheren Leistungen und gleichwertigen Strahlparametern (Divergenz, Streifenbreite) würde die Pumpintensität entsprechend steigen. Dies entspricht Pumpdichten, die in einer so einfachen Art und Weise anderweitig schwer zu erreichen sind.
Auf der Grundlage des oben beschriebenen Konzepts kann ein Fachmann ähnliche und abgewandelte Anordnungen ersinnen, die ebenfalls einen Fleck hoher Intensität ergeben.
Der Abstand zwischen dem Laserdiodenarray 1 und der Fokussierlinse 5 kann verändert werden, was zu einem Astigmatismus hinter der Fokussierlinse führt, d. h. die Taillen des Pumpstrahls befinden sich in der waagerechten bzw. senkrechten Abmessung an verschiedenen Orten. Der Astigmatismus kann dazu verwendet werden, um eine abgestimmte und vorbestimmte Elliptizität des Pumpstrahls an der Eintrittsseite des Lasermediums 4 zu erzeugen, was zu abgestimmten thermischen Linsen in den beiden quer zueinander verlaufenden Richtungen führt.
Gleichermassen kann der Abstand zwischen dem Laserdiodenarray 1 und der Fokussierlinse 5 verändert werden, um die Intensitätsverteilung am Lasermedium 4 zu steuern. Gewöhnlich wird bevorzugt, eine Leistungsquerverteilung zu erreichen, die so glatt wie möglich ist und ein vernachlässigbares Muster aufweist. Das kann erreicht werden, wenn die Abbildung des Laserdiodenarrays 1 so weit wie möglich von der Brennebene der Linse entfernt ist, ideal unendlich weit entfernt. Dies wird erreicht, wenn das Laserdiodenarray 1 eine Brennweite von der Linse 5 entfernt angeordnet wird, was in unserem Falle bei einem Abstand von 8 mm wäre. Zufriedenstellende Ergebnisse können aber auch in der Nähe dieser Bedingung erhalten werden. Auf unsere Anordnung angewendet, wird eine im Wesentlichen glatte Lichtverteilung am Pumpfleck erreicht, wenn die Fokussierlinse von f = 8 mm in einem Abstand von 8 mm jenseits des Laserdiodenarrays 1 angeordnet wird, wobei eine zylindrische Linse 2 zur Kollimation der schnellen Achse neben letzteren platziert wird. Eine glatte Lichtverteilung führt zu einer glatten, musterfreien thermischen Verteilung und daher zu einer thermischen Linse, die den Laserbetrieb im Grundmodus erleichtert bzw. ermöglicht.
Das Laserdiodenarray 1 wird auf einen Subträger 3 montiert, der auf einer Basis 28 des Lasersystems sitzt. Das Laserdiodenarray 1 kann als ein Modul innerhalb des Gehäuses konstruiert werden. In diesem Falle ist ein keilförmiges Fenster 27 für den Durchgang des Pumpstrahls vorgesehen.
Auswahl von Laserverstärkungsmaterial, Kristallgeometrie, Pumpgeometrie und Kühlung: Der hoch asymmetrische, im Wesentlichen elliptische Pumpfleck, der wie oben beschrieben gewonnen wird, wird in das Laserverstärkungsmaterial hineinfokussiert, wo ein grosser Teil der Leistung innerhalb der Absorptionslänge absorbiert wird. 2a zeigt eine Querschnittsansicht des Lasermediums 4 und des elliptischen Pumpflecks 6a. Der Querschnitt des Lasermediums 4 kann (wie hier) 4 mm × 0,8 mm betragen, der Pumpfleck 6a kann 0,74 mm × 0,02 mm Radius messen (wie schematisch in 2a gezeigt). Die senkrecht zusammengedrückte Kristallabmessung führt zu einem vorwiegend eindimensionalen Wärmefluss, der die thermische Linsenwirkung verringert. Je breiter der Strahl in der waagerechten Ebene, desto ausgeprägter ist die Eindimensionalität des Wärmeflusses, d. h. die Wärme fliesst grösstenteils senkrecht. Das führt zu einer kleineren thermischen Linse in der waagerechten Ebene. Folglich ist ein Pumpen bei höheren Leistungspegeln möglich, so dass höhere Ausgangsleistungen erreicht werden können.
Der stark elliptische Pumpfleck besitzt auch den Vorteil einer verringerten, thermisch induzierten Doppelbrechung, die erwiesenermassen die Laserleistung in verschiedenen Lasern und insbesondere in Nd:YAG-Lasern begrenzt. Daher können die hier beschriebenen Anordnungen auch verwendet werden, um Einschränkungen wegen der thermischen Doppelbrechung zu vermeiden.
Ein stark asymmetrischer Pumpfleck 6b kann auch gewonnen werden, indem eine Grösse des Pumpflecks in der Waagerechten gewählt wird, die gleich oder fast gleich der waagerechten Abmessung des Lasermediums 4 ist (2b). Dadurch kann ein optimaler senkrechter Wärmefluss erreicht werden, wenn das Lasermedium 4 zusätzlich nur oben und unten mit einer Wärmesenke in Berührung steht. Das führt zu einer vernachlässigbar kleinen thermischen Linse in der waagerechten Abmessung. Um eine Skalierung von modengekoppelten oder frequenzkonvertierten Lasern in den Leistungsbereich von 10 W oder darüber zu erreichen, kann dieser Ansatz verwendet werden, um Beschränkungen durch waagerechte thermische Linsen zu überwinden.
Als einen alternativen Ansatz illustriert 2c ein Pumpschema, das ebenfalls einen stark elliptischen Pumpfleck 6c erreicht, aber transversal gepumpt wird (den Pfeilen B folgend), d. h. von der einen Seite 4a oder von beiden Seiten 4a, 4b, indem zum Beispiel ähnliche Fokussierschemata wie in den obigen Anordnungen verwendet werden. Dazu sollten die Seiten 4a, 4b poliert und vorzugsweise entspiegelungsbeschichtet sein. Dies ist eine Möglichkeit, die Leistung von zwei Dioden zu kombinieren und dadurch die Gesamtleistung zu erhöhen, die aus dem Laserresonator herausgezogen werden kann.
3a, 3b zeigen ein Diodenpump-Gesamtschema mit dem Lasermedium 4. Der Diodenpumpstrahl 7 ist ebenfalls schematisch illustriert und führt zu einem stark elliptischen Pumpstrahl.
Die Position des Lasermediums 4 kann justiert werden: Der Abstand von der Fokussierlinse 5 bestimmt den tatsächlichen Pumpfleck an der Eintrittsfläche 4' des Lasermediums und beeinflusst somit sowohl die Laserverstärkung als auch die thermische Linse. Dies kann verwendet werden, um die Laserleistung, d. h. die Ausgangsleistung zu optimieren.
Die kristallographische Orientierung des Lasermediums kann helfen, die waagerechte thermische Linse zu verringern, wenn das Lasermedium eine unterschiedliche Wärmeleitfähigkeit entlang der Kristallachsen aufweist. Wenn die senkrechte Achse als diejenige mit der höchsten Wärmeleitfähigkeit gewählt wird, dann ist wiederum der eindimensionale Wärmefluss in der Senkrechten ausgeprägter, was zu einer weiteren Verringerung der waagerechten thermischen Linse führt, wodurch eine Grundlage für weitere Leistungsoptimierung gelegt wird. Dies ist zum Beispiel der Fall bei Cr:LiCAF, das einen 10-%igen Unterschied in der Wärmeleitfähigkeit für den Wärmefluss entlang der beiden kristallographischen Achsen aufweist.
Die Polarisation des Resonatormodus kann so gewählt werden, dass sie derjenigen Kristallachse entlang weist, die ein niedrigeres dn/dT besitzt, was zu geringerer thermischer Linsenwirkung führt. Dies ist zum Beispiel von Interesse, wenn Nd:YLF verwendet wird, das für eine Polarisation senkrecht zur c-Achse einen weniger als halb so hohen Wert von dn/dT aufweist als in der Richtung parallel zur c-Achse.
Anordnung und Positionierung des Lasermediums: 4a zeigt ein endgepumptes Schema, wo die Eintrittsfläche 4' des Lasermediums für den Pumpstrahl transparent, aber für den Lasermodus 9 stark reflektierend ist (gestrichelte Linien auf der rechten Seite). Als eine Alternative kann die Stirnseite des Lasermediums 4' für den Lasermodus teilreflektierend gewählt werden und somit als Auskoppler verwendet werden. In diesem Fall kann die Laserproduktion durch einen dichroitischen Spiegel vom einfallenden Diodenpumplicht abgetrennt werden. Der Laserdiodenpumpstrahl 7 wird im Pumpabsorptionsbereich 8 des Lasermediums 4 absorbiert.
4b zeigt ein Schema, wo der Laser-Endspiegel 40 nicht an der Stirnseite 4'' des Lasermediums 4 angebracht ist, sondern ein unabhängiges optisches Element ist. Das Lasermedium 4 ist diesem Endspiegel 40 benachbart. Der Abstand zwischen den beiden Elementen kann wesentlich kleiner als ein Millimeter sein, aber auch mehrere Millimeter betragen. Bei genügend kurzen Abständen erzeugt der modengekoppelte Picosekundenlaser wegen des räumlichen Lochbrennens wesentlich kürzere Pulse. Dies kann dazu verwendet werden, auf Grund der verkürzten Pulse höhere Spitzenleistung zu erzielen.
4c zeigt alternative Anordnungen gemäss 4a und 4b. Die Stirnseite des Lasermediums oder der Endspiegel aus 4a und 4b müssen nicht notwendigerweise als Endspiegel verwendet werden, sondern können auch als Faltspiegel 40' verwendet werden, in welchem Falle der Lasermodus 9'' gefaltet ist und viermal je Umlauf durch das Lasermedium 4 geht, was die Höhe der Sättigung im angeregten Bereich des Lasermediums 4, nämlich dem Pumpabsorptionsbereich 8 erhöht. In gleicher Weise kann die Resonatoroptik (ein Beispiel wird in 9a gegeben) so angeordnet werden, dass eine sogar noch höhere Anzahl von Durchgängen je Umlauf durch das gepumpte Lasermedium 4 erfolgt, was zu einer höheren Verstärkung kleiner Signale je Umlauf und einer höheren Verstärkungssättigung führt. In diesem Falle können ein oder mehrere zylindrische Spiegel verwendet werden. Der Resonatormodus kann so ausgelegt werden, dass er sogar noch öfter je Umlauf durch den gepumpten Fleck hindurchgeht, wenn die optischen Elemente des Resonators entsprechend angeordnet sind, was zu einer weiteren Erhöhung der Verstärkung kleiner Signale führt. Dies ist auch dann von Interesse, wenn das Lasermedium als das Verstärkungsmedium in einem optischen Multipass-Verstärker oder einem regenerativen Verstärker verwendet wird. Das Lasermedium 4 und seine Ausrichtung können so gewählt werden, dass die Polarisation des Resonatormodus nach dem Durchgang durch das Lasermedium 4 unverändert bleibt, indem Polarisationseffekte auf Grund von Doppelbrechung vermieden werden. Zum Beispiel kann Nd:YLF so ausgerichtet werden, dass die beiden a-Achsen eine Ebene definieren, in der die Polarisation des eintretenden bzw. austretenden Resonatormodus liegen. Das macht Nd:YLF für Oszillatoren wie auch für Verstärker hoher Leistung in der Konfiguration eines gefalteten Resonatormodus interessant. Nd:YAG und Nd:Glas haben den Vorteil, dass sie nicht doppelbrechend und daher auch für die gleiche Konfiguration geeignet sind.
Ein weiterer Ansatz, der die gleichen Vorteile wie Endpumpen besitzt, aber ein direktes Endpumpen vermeidet, ist möglich. Ein solcher Ansatz wird in 5 gezeigt, wo der Pumpstrahl 7 durch einen dichroitischen Resonatorfaltspiegel 10 eingekoppelt wird, der hoch reflektierend für das Laserlicht und hoch transparent für den Pumpstrahl 7 ist. Das Lasermedium 4 wird von der Seite gegenüber dem Resonatorende 4c gepumpt. Bei genügend kurzen Lasermedien (d. h. nur wenige Millimeter lang, oder gleich bzw. sogar kürzer als ein Millimeter in der Strahlrichtung) kann das räumliche Lochbrennen zur Verkürzung der Pulse verwendet werden. Die Seite 4'', von der aus das Lasermedium 4 gepumpt wird, kann eine Brewsterfläche oder ein entspiegeltes Planglas oder eine keilförmige Seite sein (der Keil kann verwendet werden, um innere Reflexionen zu vermeiden). Die Resonator-Endseite 4c des Lasermediums 4 kann für eine hohe oder partielle Reflexion des Resonatormodus beschichtet werden. Bei partieller Reflexion des Resonatormodus 9 kann diese Seite als ein Auskoppler verwendet werden. Die gleiche Beschichtung kann für die Pumpe 7 hoch reflektierend sein, was besonders nützlich ist, wenn nicht das gesamte Pumplicht in einem Durchgang durch das Lasermedium 4 absorbiert wird. Diese Konfiguration mit einer Beschichtung der Endfläche des Kristalls mit einer doppelt reflektierenden Beschichtung ist besonders nützlich, wenn das Lasermedium 4 nicht vernachlässigbare Streuverluste besitzt, wie Cr:LiCAF oder Cr(4+):YAG für Laserschwingungen von etwa 800 nm bzw. 1450 nm. Im Falle von Cr:LiCAF und Cr:YAG kann eine Absorptionslänge von weniger als 3 mm bzw. 5 mm verwendet werden, um die Streuverluste pro Umlauf zu verringern, aber immer noch den Vorteil einer wirksamen (Doppel-Reflexions-)Absorptionslänge von 6 mm bzw. 10 mm zu haben. In ähnlicher Weise können Lasermedien, die Absorption im Grundzustand besitzen, in dieser Konfiguration bei verringerten Absorptionsverlusten für den Lasermodus verwendet werden, was zu einer erhöhten Ausgangsleistung führt. Zum Beispiel kann dies dafür verwendet werden, um die Ausgangsleistung von Dreiniveau- oder Quasi-Dreiniveau-Lasermedien wie Nd:Vanadat und Nd:YAG, die bei der 917-nm bzw. 946-nm-Linie betrieben werden, Yb:Glass, Yb:YAG, Er-Yb:Glas zu erhöhen.
6 zeigt eine Kristallhaltetechnik, die zum Beispiel verwendet wird, um einen mit 15 W gepumpten Nd:Vanadat-Laser zu halten, der bis zu 4 W an 7-Picosekunden-Pulsen bei einer Wellenlänge von 1064 nm und einer Wiederholungsrate von 82 MHz erzeugt, wobei ein Pumpkonzept verwendet wird, wie es hier beschrieben wurde. Ein Auskoppler von 4% kann verwendet werden. Ein sättigbarer Halbleiterabsorberspiegel wurde als modenkoppelnde Vorrichtung verwendet. Es versteht sich, dass eine erhöhte Pumpleistung zu einer erhöhten Laser-Ausgangsleistung führt.
6 zeigt eine Querschnittsansicht des Lasermediums, das zwischen Kontaktflächen 11a und 11b an der Ober- bzw. Unterseite gelegt wurde. Nur ein Teil der Ober- und Unterseite des Lasermediums wird jeweils gehalten. Diesem Teil benachbart sind Bereiche 13 vorgesehen, die Luft oder ein anderes Material niedriger Wärmeleitfähigkeit umfassen. Als Kontaktmedium kann dünne Indiumfolie (z. B. 50-μm Indiumfolie) verwendet werden, die infolge ihrer weichen Natur mechanische Spannungen verringert und des Weiteren einen guten thermischen Kontakt gewährleistet. Zu weiteren Alternativen gehört die Verwendung von wärmeleitendem Kleber wie TraBond 2151 oder 2158. Die Wärmesenke 12, die das Lasermedium 4 umgibt, kann aus Aluminium, Kupfer oder Messing oder einem beliebigen wärmeleitenden Medium bestehen. Die Tatsache, dass das Lasermedium nur an begrenzten Kontaktflächen gehalten wird, führt erstens zu einer ausgeprägteren Eindimensionalität des Wärmeflusses vom elliptischen Pumpfleck in der Mitte des Lasermediums 4 zur Ober- bzw. Unterseite. Die daraus folgende Verringerung der waagerechten thermischen Linsenwirkung ermöglicht eine verbesserte Leistungsskalierung zu höheren Leistungen. Zweitens sind die mechanischen Kontaktflächen auf kleinere Flächen begrenzt, was die Gefahr eines Berstens des Materials oder der Verursachung von mechanischen Spannungen im Material verringert.
Wahl des Lasermediums: Die Lasermedien 4, die bevorzugt für Laser hoher Ausgangsleistung verwendet werden können, sind u. a. Nd:YAG, Nd:Vanadat und Nd:YLF, aber sind nicht darauf beschränkt. Diese Materialien besitzen unterschiedliche Eigenschaften bei der Verstärkung und den thermischen Linsenwirkungen. Unter ihnen hat Nd:Vanadat den grössten Querschnitt für die stimulierte Emission und die kürzeste Lebenszeit des oberen Zustands, wodurch es für eine stabile Modenkopplung und eine nichtlineare, resonatorinterne Konvertierung geeignet ist. Nd:YLF hat die grösste Emissionsbandbreite und kann daher die kürzesten modengekoppelten Pulse liefern, zum Beispiel 3-ps-Pulse. Ausserdem hat Nd:YLF die niedrigste thermische Linsenwirkung, wodurch es für hohe Leistung geeignet ist, d. h. > 5 Watt Ausgangsleistung mit den Schemata dieser Erfindung. Alle diese Materialien können für hohe Laserleistungen von bis zu 10 Watt oder Mehrfachen von 10 Watt verwendet werden. Ein Fachmann kann mit dem Ziel optimierter Modenanpassung den Pumpstrahlfleck innerhalb des Lasermediums sowie den Lasermodus optimieren, was zu einem Betrieb im Grundmodus bei diesen Leistungsniveaus führt. Weitere Materialien, die in der Konfiguration dieser Erfindung verwendet werden können, sind u. a. Cr:LiSAF, Cr:LiCAF, Cr:LiSGAF, Cr:Forsterit, Cr(4+):YAG, Nd:Glas, Yb:Glas, Yb:YAG, Er:Yb:Glas, Nd:Vanadat und Nd:YAG, die bei der 900-nm- bzw. 1300-nm-Linie betrieben werden. Des Weiteren können Farbstofflasermedien als Lasermedien vorgesehen werden.
Wegen seines breiteren Emissionsbandes (im Vergleich zu Nd:YAG und Nd:Vanadat), seiner verringerten thermischen Linsenwirkung und seiner verringerten thermischen Doppelbrechung ist Nd:YLF besonders gut für eine Skalierung zu höheren Leistungen und höheren Spitzenleistungen geeignet. Seiner Brüchigkeit kann Rechnung getragen werden, indem eine genügend grosse Absorptionslänge von mehr als 2 mm gewählt wird. Die hier beschriebene Pumpe hoher Intensität führt zu einer genügend hohen Verstärkungssättigung, wie sie für eine stabile Modenkopplung oberhalb der modengekoppelten Güteschaltschwelle zufolge der Regeln von C. Hönninger und Mitautoren in „Q-switching stability limits of continuous-wave passive mode locking" [Stabilitätsgrenzen des Güteschaltens bei passiver Dauerstrich-Modenkopplung], Journal of Optical Society of America B, Band 16, Nr. 1, Seiten 46 ff., erforderlich ist.
Resonatorinterne und -externe Frequenzkonvertierung: Die Frequenzkonvertierung kann verwendet werden, um aus einer Grundwellenlänge wie 1064 nm im Falle von Nd:Vanadat und Nd:YAG bzw. 1053 oder 1046 nm im Falle von Nd:YLF als Lasermedium andere Wellenlängen zu erzeugen. Es ist gezeigt worden, dass Frequenzkonvertierungssysteme auch die Farben rot, grün und blau aus solchen Infrarot-Picosekundenpulsquellen erzeugen können, indem optisch parametrische Oszillatoren, optisch parametrische Verstärker oder optisch parametrische Generation verwendet werden. Diese Farben rot, grün und blau können zum Beispiel in Laserprojektor-Anzeigeanwendungen und für Unterhaltungszwecke verwendet werden. Eine Frequenzkonvertierung zum Bereich der ultravioletten und sichtbaren Wellenlängen führt zu Anwendungen in unterschiedlichen Gebieten der Forschung und der Wissenschaften wie Fluoreszenzmessungen, Spektroskopie und konfokaler Mikroskopie. Eine Frequenzkonvertierung zum Wellenlängenbereich im mittleren Infrarot kann ebenfalls erreicht werden, indem optisch parametrische Oszillatoren verwendet werden, und ist für viele Anwendungen wie Gasspüren und Molekularspektroskopie nützlich. Die Laserlinien um 900 nm und 1300 nm von Nd:Vanadat (917 nm, 1340 nm), Nd:YAG (946 nm) bzw. Nd:YLF können auch als Grundwellenlängen verwendet werden, um zu anderen Wellenlängen konvertiert zu werden. Zum Beispiel kann das Nd:Vanadat sowohl in einem resonatorinternen als auch in einem resonatorexternen Schema der Erzeugung zweiter Harmonischer zu 457 nm verdoppelt werden.
Nichtlineare resonatorinterne Konvertierung kann erreicht werden, indem ein nichtlineares optisches Material 30 (gemäss 9c) in den Laserresonator eingebracht wird. Zum Beispiel ist LBO als ein solches Material bekannt, das sich gut für eine resonatorinterne Erzeugung zweiter Harmonischer im sichtbaren Grün aus der infraroten Grundwellenlänge eignet (Pfeile G in 9c). Die Frequenzkonvertierung, die in einem solchen Laserresonator erzielt werden kann, ist aber nicht auf die Erzeugung zweiter Harmonischer beschränkt, sondern kann die Erzeugung dritter und vierter Harmonischer, optisch parametrische Oszillation, optisch parametrische Verstärkung und optisch parametrische Erzeugung einschliessen. Die Stabilität der frequenzkonvertierten Leistung hängt auch vom Grad der Laserverstärkungssättigung innerhalb des Lasermediums ab. Daher kann das hier beschriebene Schema für einen stabilen Betrieb der resonatorinternen Frequenzkonvertierung verwendet werden. Die Resonatoroptik muss eventuell für einen geeigneten Resonatormodenradius am nichtlinearen optischen Medium angepasst und berechnet werden, damit eine genügende nichtlineare optische Konvertierung erreicht wird. Zum Beispiel könnte in einem resonatorintern verdoppelten 1064-nm-Dauerstrich-Nd:Vanadatlaser (9c, Lasermedium 4) bei Verwendung von LBO mit Entspiegelungsschicht (bei 1064 nm) als nichtlinearem optischem Material (9c, nichtlineares optisches Material 30) als Ausgangspunkt der Lasermodenradius an einem 5-mm-LBO-Kristall zu 50 μm gewählt werden. Eine Optimierung wird durch eine systematische Vergrösserung oder Verkleinerung des Lasermodenradius am LBO-Material erreicht. Verschiedene Längen des LBO-Materials erhöhen die Leistung noch weiter.
Die modengekoppelte hohe Spitzenleistung eines Lasers, wie sie hier beschrieben wurde, kann für eine äussere, d. h. resonatorexterne Frequenzkonvertierung verwendet werden. Die Erzeugung zweiter Harmonischer erfolgt unter Verwendung eines nichtlinearen optischen Kristalls mit bekanntem, geeignetem Schnitt für Phasenabgleich bei der optischen Grundfrequenz bzw. der verdoppelten optischen Frequenz. Für diesen Zweck wohlbekannte Materialien sind KTP und die ihm strukturgleichen BBO, KNbO3, LBO, LiNbO3, periodisch gepoltes LiNbO3, periodisch gepoltes KTP und die ihnen strukturgleichen. Eine Laserquelle mit einer Spitzenleistung von 7 kW wie die hier beschriebene kann in KTP mit einem hohen Wirkungsgrad zur zweiten Harmonischen konvertiert werden, wenn ein Phasenabgleich erreicht werden kann und die Länge des KTP-Kristalls in Übereinstimmung mit den in der nichtlinearen Optik wohlbekannten Regeln optimiert wird. Eine Konvertierung zu dritten Harmonischen kann durch Frequenzmischen der Grundwelle und des zweiten harmonischen Lichts in einem anderen nichtlinearen optischen Kristall erreicht werden, der für die Erzeugung dritter Harmonischer geeignet ist, z. B. LBO oder BBO. Eine Erzeugung vierter Harmonischer kann erreicht werden, indem der Prozess der Erzeugung zweiter Harmonischer auf die erzeugten zweiten Harmonischen angewendet wird, indem zum Beispiel BBO verwendet wird, um die Frequenz des frequenzverdoppelten Nd:Vanadat-Lasers zu verdoppeln. Auf Grund der hohen Spitzenleistung eines solchen Picosekunden-Lasersystems können andere, in der nichtlinearen Optik wohlbekannte Schemata für eine nichtlineare optische Konvertierung verwendet werden, um noch andere Frequenzen zu erzeugen, zum Beispiel Summenfrequenzerzeugung, Differenzfrequenzerzeugung, Erzeugung der dritten Harmonischen, Erzeugung der vierten Harmonischen, optisch parametrische Oszillation, optisch parametrische Verstärkung, optisch parametrische Erzeugung.
Eine erhöhte nichtlinear optische Konvertierung kann mit Picosekundenpulsen erzielt werden, wenn das nichtlineare optische Material in einer etalonartigen Konfiguration für Resonanz jedes Picosekundenpulses und dadurch Verstärkung der Spitzenleistung konfiguriert wird. Dazu wird der Resonator kürzer als die physische Länge eines optischen Picosekundenpulses sein müssen.
Wenn der Hochleistungs-Picosekundenlaser verwendet wird, um einen optisch parametrischen Oszillatorresonator zu pumpen, kann weitgehend unabhängig von der thermischen Drift eine stabile Synchronisierung des Pumplaserresonators und des optisch parametrischen Resonators erreicht werden, indem beide Resonatoren auf die gleiche Basis 28 gesetzt werden (1a), zum Beispiel auf eine Aluminiumplattform. Eine Dehnung der Plattform, die zu einem längeren Resonator des Picosekundenlasers führt, ergibt dann eine gleichwertige Verlängerung des Resonators des optisch parametrischen Oszillatorresonators, wodurch die beiden Resonatoren synchronisiert gehalten werden.
Modenkoppelnde Mechanismen: Die Modenkopplung kann durch Verwendung einer modenkoppelnden Vorrichtung innerhalb des Laserresonators erhalten werden. Eine solche modenkoppelnde Vorrichtung kann ein sättigbarer Halbleiterabsorber oder eine Mehrfachquantentrog-Vorrichtung sein. Ein beliebiges optisches Schema, das als ein sättigbarer Absorber wirkt, kann ebenso gut verwendet werden. Die modenkoppelnde Dynamik mit sättigbaren Halbleiterabsorbern hängt von der Pulsenergiedichte sowohl im sättigbaren Absorber als auch innerhalb des Lasermediums ab, ebenso von den Sättigungsparametern des sättigbaren Absorbermediums und des Lasermediums. Während mit dem Ziel einer längeren Betriebsdauer und niedrigerer Degradationsraten die Pulsenergiedichte am sättigbaren Absorber minimiert wird, verbleibt eine stabile Modenkopplung, solange die Pulsenergiedichte innerhalb des Lasermediums erhöht wird. Mit dem Schema gemäss dieser Erfindung ist die Pulsenergiedichte innerhalb des Lasermediums gegenüber den meisten diodengepumpten Dauerstrich-Festkörperlasern Nd:YAG oder Nd-Vanadat bereits beträchtlich erhöht worden. Daher eignet sich das Schema gut für einen stabilen Langzeit-Modenkopplungsbetrieb unter Verwendung eines sättigbaren Halbleiterabsorbers.
Als ein alternativer modenkoppelnder Mechanismus kann eine nichtlineare modenkoppelnde Spiegeltechnik verwendet werden. Ein solcher Mechanismus wird zum Beispiel im US-Patent 4 914 658 , Modelocked laser [Modengekoppelter Laser], Stankov und Mitautoren, beschrieben.
Ein Güteschalten kann durch Einbau einer optischen Schaltvorrichtung in den Laserresonator erreicht werden.
Transversal gepumpter, transversal gekühlter Laser mit kleinem Lasermedium: Eine erfindungsgemässe Ausführungsform umfasst eine Konfiguration eines transversal gepumpten, transversal gekühlten dünnen Lasermediums 4 für Hochleistungsbetrieb eines diodengepumpten Lasers. Ein Schema ist in 7 abgebildet. Das Lasermedium 4 ist auf der einen Seite (in 7 dem Boden) an eine Wärmesenke 12 gebondet. Das Bonden kann mit einer dünnen Indiumfolie und Anwenden von Druck erfolgen, bis das Medium daran haftet. Als eine Alternative können dünne Schichten eines Klebers verwendet werden, zum Beispiel wärmeleitender Kleber, wie oben erwähnt. Der Laserdiodenpumpstrahl 7 fällt auf die Oberseite 4d des Lasermediums 4 ein und wird zumindest teilweise im Lasermedium absorbiert. Eine doppelte oder mehrfache Pumplicht-Reflexionskonfiguration kann verwendet werden, um die Lichtabsorption im Lasermedium zu erhöhen und homogener zu machen. In diesem Falle wird die Bodenfläche des Lasermediums 4 für eine Reflexion des Pumplichts beschichtet. Wenn eine homogene Pumpbeleuchtung über die Oberseite 4d des Lasermediums hinweg erreicht worden ist, wird der Wärmefluss im Wesentlichen eindimensional, wie in 7 durch Pfeile K angedeutet. Wenn der Laserpumpstrahl des Weiteren im gesamten Volumen des Lasermediums im Wesentlichen homogen ist, führt der Wärmefluss zu einem im Wesentlichen parabolischen Temperaturanstieg entlang der senkrechten Abmessung V des Lasermediums 4. Eine solche senkrechte parabolische Temperaturkurve führt zu einer parabolischen und daher im Wesentlichen aberrationsfreien senkrechten thermischen Linse, was grosse Vorteile für die Leistungsskalierung in Richtung auf höhere Leistungen besitzt. Ein Konzept für die Montage und das Pumpen, das dem früher als „Scheibenlaser" bezeichneten (A. Giessen, Stuttgart) ähnlich ist, kann verwendet werden. Der Scheibenlaser von A. Giessen erreicht zum Beispiel hohe Pumpdichten in einer dünnen Scheibe aus Nd:Vanadat oder Yb:YAG. Der Unterschied zu jenem Konzept besteht darin, dass erfindungsgemäss der Lasermodus nicht parallel zur senkrechten Abmessung, sondern transversal zum Wärmefluss betrieben wird. Wenn ein (in der Senkrechten) sehr dünnes Lasermedium verwendet wird, führt dies zu einem noch kleineren Querschnitt des Lasermodus und daher zu einer höheren Verstärkung kleiner Signale als die frühere Scheibenanordnung. Die höhere Verstärkung kleiner Signale kann verwendet werden, um um dieses Verstärkungsmedium herum irgendeine modenkoppelnde oder frequenzkonvertierende Vorrichtung zu bauen, wie überall in dieser Erfindung beschrieben. Zum Beispiel können stabil modengekoppelte Laser unter Verwendung sättigbarer Halbleiterabsorber oder stabil resonatorintern konvertierter Dauerstrichlaser gebaut werden.
8a zeigt eine Laserdioden-Abbildungsanordnung von oben und von der Seite, die den Diodenstrahl 7 von einem Diodenarray 1a in einen im Wesentlichen glatten Fleck 14 abbildet. Wenn ein Lasermedium 4 an oder in die Nähe des glatten Flecks gebracht wird, der mit einem solchen Abbildungsgerät erhalten wird, ist das sich aus der absorbierten Leistung ergebende Temperaturprofil ebenfalls glatt, was einen Grundmodusbetrieb leichter und effizienter macht.
Das Diodenlaserarray 1a gemäss 8a kann ein 5 mm breites Array von 13 Emittern sein, die auf einem einzigen Chip untergebracht sind (DILAS GmbH, Mainz, Deutschland), wobei jeder Diodenemitter 200 μm breit und mit einem Mittenabstand von 400 μm angeordnet ist. In der senkrechten Achse ist die emittierende Fläche etwa 1 μm hoch. Die senkrechte Lage jedes Diodenemitters weicht um nicht mehr als ±0,5 μm von der waagerechten Ebene ab, was einer Diodenarraykrümmung („smile") von weniger als ±0,5 μm entspricht. Dieses Diodenlicht von hohem Aspektverhältnis pflanzt sich fort, wie in 8a gezeigt. In der waagerechten Ebene (siehe Draufsicht) pflanzt sich das Diodenlicht jedes Emitters mit einer Divergenz von etwa ±5° fort. In der senkrechten Ebene (siehe Seitenansicht) kann die Divergenz einen Wert von bis zu etwa ±45° erreichen.
Daher wird eine zylindrische Mikrolinse 15 mit einer kurzen Brennweite von etwa 0,2 bis 1 mm im Abstand einer Brennweite vom Diodenarray 1a angeordnet und kollimiert die senkrechte Achse des Diodenlichts 7a. Eine Linse 16 mit einer Brennweite f wird dann im Abstand von etwa einer Brennweite f vom Diodenlaserarray 1 angeordnet. Die Linse 16f kollimiert dann jeden Strahl 7b in der waagerechten Ebene, richtet die Strahlen auf im Wesentlichen den gleichen Fleck (Draufsicht) und fokussiert das Diodenlicht in der senkrechten Ebene (Seitenansicht). Dies führt zu einem Diodenlaserstrahl 7c von hohem Aspektverhältnis, wo jeder Diodenarrayemitter im Wesentlichen auf den gleichen Fleck 14 (mit hohem Aspektverhältnis) abgebildet wird, was zu einer glatten Intensitätsverteilung führt. Der Fleck 14 ist in dem Sinne glatt, dass der Fleck 14 keine wesentliche Veränderung seines horizontalen Intensitätsmusters erleidet, selbst wenn einige der Emitter der Diodenanordung 1a erlöschen oder abbauen, weil alle Emitter auf den gleichen Fleck 14 abgebildet werden. Berechnungen und Versuche zeigen beide einen Fleck 14 von hohem Aspektverhältnis mit einem Durchmesser von 1 bis 2 mm in der waagerechten Ebene und 50 bis 100 μm in der senkrechten Ebene.
Eine alternative Abbildungsanordnung wird in 8b von oben und von der Seite gezeigt. Hier besteht der Diodenlaserarray 1b aus fünf Emittern, die mit einem Mittenabstand von 0,2 mm angeordnet sind und je von 100 μm (waagerechte Abmessung) × 1 μm (senkrechte Abmessung) emittieren. Eine Linse 16a mit einer Brennweite f1 von etwa 4,5 mm wird in einem Abstand von etwa 4,5 mm vom Diodenarray 16a angeordnet und kollimiert die senkrechte Achse wie auch die horizontale Ebene. Beide Richtungen divergieren nicht signifikant über die nächste Strecke von etwa 24,5 mm bis zu einer waagerechten zylindrischen Linse 17 mit einer Brennweite f2 von 20 mm (nur in der waagerechten Ebene). Eine letzte Fokussierlinse 18 mit f3 = 4,5 mm erzeugt einen Fleck 14a von starker Elliptizität und einem unter der Annahme einer abberationsfreien Abbildung berechneten Durchmesser von etwa 200 μm × 1 μm. Andere Linsen führen zu anderen Aspektverhältnissen und Fleckdurchmessern und können den Bedürfnissen des Diodenpumpens von Festkörperlasern angepasst werden, zum Beispiel bei Befolgung der Leitlinien, die in Optics Letters, 15. Januar 1997, Band 22, Nr. 2, im Artikel „1.1-W cw Cr:LiSAF laser pumped by a 1-cm diode array" [Von einem 1-cm-Diodenarray gepumpter 1,1-Watt-Cr:LiSAF-Dauerstrich-Laser] von D. Kopf und Mitautoren gegeben werden.
8c zeigt das Prinzip einer alternativen dritten Anordnung. Hier wird ein Stapel von fünf Diodenlaserarrays 1c verwendet, wobei alle Arrays 1c' mit einem senkrechten Mittenabstand von etwa 1,75 mm übereinander gelegt sind. Jedes Diodenlaserarray 1c' ist 1 cm breit und besteht aus 26 Emittern, die 200 μm breit und mit einem Mittenabstand von 0,4 mm angeordnet sind (13 Emitter werden in 8c gezeigt). Jeder Array 1c' besitzt eine daran angebrachte zylindrische Mikrolinse 15b mit einer Brennweite von etwa 0,3 mm, was zu senkrecht kollimierten Strahlen führt. Jedes Diodenlaserarray 1c' wird ähnlich dem in 8a gezeigten Abbilden unter Verwendung einer Linse 16b einer Brennweite f = 25 mm abgebildet. Alle Emitter jedes Diodenlaserarrays 1c' werden auf im Wesentlichen den gleichen Fleck 14b von hohem Aspektverhältnis abgebildet, der sich in einem Abstand f von der Brennlinse 16bf befindet, was zu einem glatten Pumpfleck 14b von hoher Leistung und einem hohen Aspektverhältnis führt, der für Diodenpumpen geeignet ist. Der Laserdiodenstapel 1c' erzeugte bis zu 40 W je Diodenarray 1c' und daher insgesamt bis zu 200 W optischer Leistung, die in einem Fleck 14b von etwa 2,5 mm × 0,2 mm konzentriert war, was einer Dichte von > 10 kW/cm2 entspricht.
9a zeigt eine vollständige Laseranordnung mit einer Pumpanordnung 19, wie sie oben beschrieben wurde, und mit einem Laserresonator 4, 20, 21, 22, der einen Querschnitt des Grundstrahls mit einem hohen Aspektverhältnis besitzt, das im Wesentlichen mit dem hohen Aspektverhältnis des Diodenpumpstrahls am Lasermedium übereinstimmt. Als Lasermedium 4 kann mit 0,4% Neodymium dotiertes Yttriumvanadat (Nd:YVO4) mit einer Beschichtung auf der einen Seite und einer Brewsterfläche auf der anderen Seite verwendet werden. Die beschichtete Seite hat zum Beispiel ein Reflexionsvermögen von R = 95% für die Laserwellenlänge von 1064 nm und eine hohe Durchlässigkeit von T > 90% für das Pumplicht bei einer Wellenlänge von 808 nm. Ein zwischen die Fokussierlinse des Diodenlasers und die Eintrittsfläche des Lasermediums gestellter dichroitischer Spiegel 31 trennt die 1064-nm-Laserausgangsleistung vom einfallenden 808-nm-Pumplicht. Ein erster Resonatorspiegel 20 hat eine senkrechte (d. h. senkrecht zur Zeichenebene) Krümmung mit einem Radius von 65 mm und ist für 1064 nm hoch reflektierend. Ein zweiter Resonatorspiegel 21 hat einen sphärischen Krümmungsradius von 200 mm. Die Entfernung zwischen den beiden Spiegeln beträgt etwa 280 mm. Eine sättigbare Halbleiterabsorberkomponente wird als die optische Komponente 22 verwendet, wie in 10 gezeigt. Sie ist in einem Abstand von etwa 100 mm vom zweiten Resonatorspiegel angeordnet. Diese Komponente ist für Modenkopplung verantwortlich und erzeugt eine Folge von Picosekundenpulsen bei einer durchschnittlichen Ausgangsleistung von etwa 3 W durchschnittlicher Leistung und einer Pulswiederholungsrate von etwa 360 MHz. Daher ist diese Laseranordnung für den Aufbau von Lasern für ultrakurze Pulse mit einer hohen Wiederholungsrate (> 250 MHz) und mehreren Watt Ausgangsleistung geeignet.
10 zeigt ein Beispiel eines solchen sättigbaren Halbleiterabsorbers, die Schichten entlang der Oberflächennormalen zu seiner Oberfläche darstellend. Zuerst werden 30 Paare von abwechselnden Schichten 43 aus Galliumarsenid (GaAs) und Aluminiumarsenid (AlAs), je mit einer optischen Dicke, die einer Viertelwellenlänge entspricht, auf ein Substrat 48 aus Galliumarsenid (GaAs) aufgebracht. Dies kann mit Hilfe des Wachstumsprozesses der Molekularstrahlepitaxie (MBE: molecular beam epitaxy) erreicht werden. Andere epitaktische Prozesse, die auf diesem Gebiet bekannt und üblich sind, sind aber ebenfalls geeignet. Die GaAs/AlAs-Schichtenpaare sind für die Laserwellenlänge von 1064 nm transparent und führen in dem in 10 illustrierten Beispiel zu einer einem Bragg-Spiegel ähnlichen Beschichtungsstruktur mit einem nahe bei 100% liegenden, hohen Reflexionsfaktor bei einer Wellenlänge von 1064 nm, wenn die Dicke des GaAs mit etwa 72,3 nm und die von AlAs mit etwa 88 nm gewählt wird, je etwa einer optischen Viertelwellenlänge entsprechend. Dann wird eine weitere GaAs-Schicht 44, in die eine etwa 10 nm dicke Absorberschicht des Materials Indiumgalliumarsenid (InGaAs) integriert ist, auf dieser GaAs/AlAs-Standard-Braggspiegelstruktur zusammengefügt. Die optische Gesamtdicke dieser GaAs-Schicht mit integrierter Absorberschicht 47 entspricht einer halben Wellenlänge, d. h. die physische Schichtdicke beträgt etwa 145 nm. Der Indiumgehalt der Absorberschicht 47 wird so festgelegt, dass eine Absorption bei der Laserwellenlänge von 1064 erhalten wird, d. h. die Bandkante ist etwa 1064 nm oder wenige 10 nm höher als die Laserwellenlänge, z. B. bei 1064 bis 1084 nm. Das entspricht einem Indiumgehalt von etwa 25%. Bei höherer Intensität und Pulsenergiedichte tritt eine Sättigung der Absorption dieser Absorberschicht 47 ein, d. h. die Absorption ist geringer. Im Falle besonders dünner Schichten von weniger als 20 nm Dicke kann durch zusätzliche Feineinstellung des Indiumgehalts der Excitonenpeak nahe der Bandkante, der durch das Excitonenabsorptionsverhalten dünner, zu quantisierender Schichten erzeugt wird, auf genau die Laserwellenlänge justiert werden, was wiederum zu einer noch ausgeprägteren sättigbaren Absorption bei dieser Wellenlänge führt. Schliesslich werden noch drei weitere dielektrische Schichtenpaare aufgebracht, die für die Schichtwellenlänge transparent sind, und zwar beginnend mit derjenigen Schicht 45, die einen höheren Brechungsindex von n = 2,02 besitzt, und fortfahrend mit derjenigen Schicht 46, die einen niedrigeren Brechungsindex von 1,449 bei einer Wellenlänge von 1064 nm besitzt. Der auf dem Gebiet optischer Beschichtungen weit verbreitete Prozess der Elektronenstrahlbeschichtung ist geeignet, das zu erreichen. Andere optische Beschichtungsprozesse wie zum Beispiel Ionenstrahlsputtern sind ebenfalls geeignet und können den Vorteil besitzen, zu niedrigeren Verlusten zu führen. Materialien mit einem Brechungsindex von 1,449 und 2,02 bei einer Wellenlänge von 1064 nm wurden als optische Schichtmaterialien verwendet. Eine grosse Anzahl weiterer Materialien kann aber verwendet werden, solange die Haftung auf GaAs und die Transparenz bei der Laserwellenlänge gewährleistet sind.
Durch Strecken des Laserresonators von 9a bei in etwa konstant gehaltenem Modenquerschnitt am Lasermedium ist es möglich, unter Verwendung eines sättigbaren Halbleiterabsorberspiegels einen modengekoppelten 80-MHz- Laserresonator zu bauen. Der Laser erzeugt bis zu 6 W modengekoppelter Ausgangsleistung bei einer absorbierten Pumpleistung von 15 W. Die gemessene Modenkoppelschwelle liegt bei einer niedrigen Ausgangsleistung von nur 0,82 W. Überall im modengekoppelten Arbeitsbereich ist die auf den sättigbaren Halbleiterabsorberspiegel einfallende Pulsenergiedichte nicht höher als zehnmal die Sättigungspulsenergie der optischen Komponente, was niedrig genug ist, um optischen Schaden oder langfristige Abbauwirkungen zu vermeiden. Die Pulsenergiedichte der sättigbaren Absorberschicht beträgt nur 0,5 mJ/cm2 oder sogar weniger. Daher ermöglicht es das hier beschriebene Laserkonzept, einfache, langzeitstabile Laser für ultrakurze Pulse von hoher Leistung zu bauen.
Als ein Beispiel wurde ein 0,3% dotierter Nd:Vanadatkristall, der gemäss 6 montiert war und einen Querschnitt von etwa 4 mm × 0,8 mm hatte, mit einem Laserdiodenarray gepumpt, der 40 W emittierte und gemäss 8a in diesen Kristall abgebildet wurde, indem eine zylindrische Mikrolinse mit einer Brennweite von 0,4 mm und einem Linsenpaar f mit einer Brennweite von etwa 15 mm verwendet wurde. Ein Laserresonator, der dem von 9a ähnlich war, wurde so angeordnet, dass am Lasermedium ein Lasermodus von etwa 1,3 mm × 0,07 mm erhalten wurde, der ein Aspektverhältnis von nahe 20:1 zeigte. Das Ende des Laserresonators war ein sättigbarer Halbleiterabsorberspiegel, der stabile modengekoppelte Picosekundenpulse mit einer durchschnittlichen Ausgangsleistung von > 8 W erzeugte. Der Laser arbeitete im Grundmodus. Dieses Beispiel zeigt, dass diese Erfindung für Nb:Vanadatlasermedien verwendet werden kann, die ohne Bruchneigung bei einer hohen Leistung betrieben werden.
Als eine alternative Anordnung zeigt 9b eine ähnliche Laseranordnung, wo eine zylindrische Linse 20a statt des ersten Resonatorspiegels 20 in den Laserresonator eingebaut wird. Eine solche zylindrische Linse kann auch an der Stelle des zweiten Resonatorspiegels 21 vorgesehen werden. Die Linse kann mit einer Entspiegelungsschicht für die Laserwellenlänge beschichtet sein, um Reflexionsverluste zu minimieren. Die zylindrische Linse 20a kann auch beim Brewsterwinkel eingefügt werden, was zum Beispiel Einfügungsverluste minimieren kann, wenn die Linse unbeschichtet ist. Ein Fachmann wird zusätzliche optische Elemente in Übereinstimmung mit den verschiedenen Resonatorlängen oder verschiedenen Lasermodusgrössen auswählen.
11a zeigt eine Diodenpumpanordnung von oben und von der Seite, wo der elliptische Pumpfleck 14 im Gegensatz zu den zuvor beschriebenen Anordnungen nicht entlang der gleichen optischen Achse 24 wie der optischen Achse 23 des Modus des Lasers 4 in das Medium 4 eintritt. Das Lasermedium ist bezüglich der optischen Achse 23 des Lasermodus beim Brewsterwinkel eingefügt. Das Pumplicht 7 tritt aber von der Seite in das Lasermedium ein, etwa senkrecht zur Brewsterfläche des Lasermediums. Diese Anordnung kann eine Anzahl von Vorteilen haben: Das Laserlicht muss nicht durch einen der Laserresonatorspiegel (wie 40a) hindurchgehen und stellt daher auch keine potenziell schwierigen Anforderungen an diese Beschichtung, die gewöhnlich für eine hohe Transmission beim Pumplicht optimiert werden müsste. Das kann die der Beschichtung auferlegten Zwänge vereinfachen, insbesondere dann, wenn die Pumplaserwellenlänge nahe bei der Laserwellenlänge liegt, wie zum Beispiel beim Pumpen von ytterbium-dotiertem YAG bei 940 nm und Betreiben des Laserresonators bei 1030 nm. Was die übrigen Teile betrifft, so kann der Resonator im Wesentlichen noch der gleiche wie der von 9 sein, was zu einem Grundstrahl von hohem Aspektverhältnis am Lasermedium führt. Der Laserdiodenpumpstrahl kann dann ebenso ein Strahl von hohem Aspektverhältnis am Lasermedium sein, wenn zum Beispiel eine der hier gezeigten Diodenabbildungsanordnungen verwendet wird. Mit einer solchen Anordnung kann zum Beispiel ein diodengepumpter 940-nm-Yb:YAG-Laser betrieben werden, der mehr als 2,3 W Ausgangsleistung bei einer absorbierten Pumpleistung von etwa 25 W erzeugt.
11b zeigt eine alternative Diodenpumpanordnung von oben, wo ähnlich wie in der in 11a gezeigten Anordnung die optische Achse des den elliptischen Pumpfleck erzeugenden Strahles 7 und die Achse des Lasermodus nicht zusammenfallen. Hier ist der Laserkristall auf der Rückseite mit einer für die Laserwellenlänge reflektierenden Beschichtung beschichtet, wodurch er als Ende des Laserresonators arbeitet. Bei Laserkristallen, die entlang der Achse des Lasermodus kurz genug sind, führt dies dazu, dass der Pumpabsorptionsbereich 8 nahe dem Resonatorende liegt, was für räumliches Lochbrennen ausgenutzt werden kann, wodurch kürzere optische Pulse gewonnen werden.
Strahlachsenjustierung für den aus dem Diodenarray austretenden Lichtstrahl: Die Abbildungsoptik bekannter Lasermittel, wie sie zum Beispiel in Optics Letters, 15. Januar 1997, Band 22, Nr. 2 im Artikel „1.1-W cw Cr:LiSAF laser pumped by a 1-cm diode array" [Von einem 1-cm-Diodenarray gepumpter 1,1-Watt-Cr:LiSAF-Dauerstrich-Laser] von D. Kopf, U. Keller, M. A. Emanuel, R. J. Beach und J. A. Skidmore beschrieben werden, umfasst mehrere optische Elemente, die an genauen Positionen entlang des Weges des Lichtstrahls vom Diodenarray zum Lasermedium montiert werden müssen. Diese Optik erstreckt sich über eine grosse Entfernung und braucht viel Platz. Die Laserdiode emittiert gewöhnlich von einer emittierenden Fläche, die 1 μm (Mikrometer) in der senkrechten Richtung und typischerweise 3 μm bis 10 000 μm in der waagerechten Richtung beträgt. Laserdioden mit einer emittierenden Fläche, die 3 μm breit ist, emittieren typischerweise Laserlicht, das beugungsbegrenzt ist und ungefähr 50 bis 300 mW Leistung befördert. Laserdioden mit einer 10 000 μm breiten emittierenden Fläche auf einem einzigen Chip emittieren Laserlicht mit Ausgangsleistungen im Bereich von 20 bis 60 W. In der senkrechten Abmessung ist das Laserlicht nahezu beugungsbegrenzt, aber in der waagerechten Richtung ist es nicht beugungsbegrenzt (ungefähr 2000-mal höher). Die Dioden„barren” hoher Leistung bestehen gewöhnlich aus einem Array von Dioden, die sich auf dem gleichen Chip befinden. Zum Beispiel kann eine 40-W-Laserdiode aus einem Array von 20 Dioden bestehen, jede mit einem 200 μm breiten Streifen und einem Mittenabstand von 400 μm. In diesem Falle beträgt der Füllfaktor 50%, was der aktiven Fläche, dividiert durch die gesamte Fläche entspricht, die auch den passiven Abstandshalterbereich zwischen jeweils zwei benachbarten Dioden auf dem gleichen Chip oder „Barren" einschliesst.
Das Licht von der Laserdiode divergiert typischerweise stark in der senkrechten („schnellen") Achse mit einem Winkel von zum Beispiel etwa ±30°. Daher ist die erste optische Komponente in der Abbildungsoptik eine Kollimationslinse für die schnelle Achse, bevorzugt eine zylindrische Linse, die das Licht in der senkrechten Abmessung sammelt. Diese Linse wird normalerweise an dem gleichen Halter angebracht, an dem auch der Laserdiodenchip (der „Barren") montiert ist. In einigen Fällen ist es nicht notwendig, eine zylindrische Linse zu verwenden, insbesondere solange das Aspektverhältnis der emittierenden Fläche nicht viel grösser als 500 μm:1 μm ist (waagerechte Abmessung:senkrechte Abmessung). Allgemein wird bevorzugt, Linsen einer hohen numerischen Apertur (ungefähr NA = 0,5) zu verwenden, die in der Lage sind, die gesamte oder im Wesentlichen die gesamte Leistung in der senkrechten Abmessung zu sammeln, wo die Divergenz allgemein viel höher als in der anderen Abmessung ist.
Ein wichtiges Problem ist die sogenannte Krümmung („smile") eines Laserdiodenarrays. Die Krümmung bezieht sich auf eine Verbiegung des Laserdiodenarrays in der senkrechten Abmessung. Diese Verbiegung beträgt typischerweise etwa einen oder einige Mikrometer über einen Diodenbarren von 5000 oder 10 000 μm. Das Ergebnis besteht darin, dass die diskreten emittierenden Flächen auf dem gleichen Chip unterschiedliche Positionen in der Senkrechten bezüglich der zylindrischen Kollimationslinse für die schnelle Achse (FAC: fast axis collimation) besitzen. Bei einer Veränderung der senkrechten Position von grössenordnungsmässig 1 μm über den Barren hinweg ändert sich der Strahlwinkel hinter der Kollimationslinse um 1/200 = 5 Milliradianten. Das ist ungefähr gleich der Vollwinkeldivergenz des beugungsbegrenzten Strahls, der aus der FAC-Linse heraustritt, was die Divergenz ist, die ohne Krümmung und ohne Aberrationen von der FAC-Linse erwartet würde. Daher wäre jede Krümmung von mehr als 1 μm über den Barren hinweg der überwiegende Grund für erhöhte Strahldivergenz und eine entsprechend verringerte Strahlqualität hinter der FAC-Linse und sollte daher so weitgehend wie möglich vermieden werden.
In gleicher Weise führt eine jegliche falsche Ausrichtung der FAC-Linse von grössenordnungsmässig 1 μm in der senkrechten Abmessung zur gleichen Winkelabweichung. Daher müsste die FAC-Linse mit einer Toleranz von weniger als 1 μm montiert werden. Dies ist schwierig und/oder kostspielig. Um diese Kosten zu verringern und die Montageprozedur der FAC-Linse am Diodenhalter weniger kritisch zu machen, sind alle Strahlwinkeltoleranzen bzw. die Ausrichtungstoleranz der Strahlachse hinter der FAC-Linse, die in einer Grössenordnung von ±10 Milliradianten in der vertikalen Dimension liegen, annehmbar. Dadurch verbleibt für die Montageprozedur der FAC-Linse eine annehmbare Toleranz von ±2 μm in der senkrechten Position.
Eine bevorzugte Konfiguration sollte einen genau ausgerichteten Diodenarraystrahl durch einfache Optik ermöglichen. Die beschriebene Toleranz der Montageprozedur sollte keine unannehmbare Abweichung des Diodenarraystrahls von seiner genauen Ausrichtung verursachen.
12a, 12b, 12c und 12d zeigen Skizzen möglicher Konfigurationen. In einer besonderen Ausführungsform werden ein Laserdiodenarray 1 mit einer Gesamtbreite von 5000 μm und einer emittierten Leistung von 15 W bei einer Wellenlänge von 808 nm sowie eine zylindrische Kollimationslinse 2 mit einer Brennweite von ungefähr 200 μm in der senkrechten Abmessung verwendet. Das Diodenarray 1 und vorzugsweise auch die Kollimationslinse 2 sind am Diodenarrayhalter 3 befestigt. Daher ist die erwähnte Ausrichtungstoleranz der Strahlachse eine Toleranz der Strahlachse bezüglich des Diodenarrayhalters 3. Um eine Strahlwinkelabweichung innerhalb des Bereichs von etwa ±10 Milliradianten zu kompensieren, wird ein keilförmiges Fenster verwendet. Ein Keil von grössenordnungsmässig 0,5° (= 8.7 Milliradianten) führt zu einer maximalen Winkelkorrektur von Brechungsindex des Fenstermaterials mal Keilwinkel, was zu einer Winkelkorrektur von bis zu 1,5 × 8,7 Milliradianten = 13 Milliradianten führt. Bei einer 180°-Drehung des keilförmigen Fensters um seine normale Achse verändert sich entsprechend die sich ergebende senkrechte Winkelkorrektur innerhalb eines Bereichs von +13 Milliradianten und kann daher eine jegliche senkrechte Winkelabweichung des Strahls kompensieren, die er nach Austreten aus der FAC-Linse 2 haben könnte. Diese Justierung wird verwendet, um die senkrechte Winkelabweichung in einer einfachen und unempfindlichen Weise gemäss der Veranschaulichung in 12a nachzukompensieren, wo die Winkel (Keilwinkel und Strahlwinkel) zum Zweck der Veranschaulichung um einen Faktor von 10 übertrieben wurden.
Die senkrechte Winkelkompensation bzw. die Justierung der Strahlachse in einer waagerechten Ebene führt zu einer Änderung des Winkels in der waagerechten Ebene. Dies führt aber nicht zu einer signifikanten relativen Veränderung des waagerechten Winkels, da die Divergenz des Laserdiodenlichts in der waagerechten Ebene grössenordnungsmässig ±6° (= ungefähr ±100 Milliradianten) beträgt. Daher kann eine Änderung des Winkels in der waagerechten Ebene vernachlässigt werden.
Die senkrechte Strahlversetzung, die durch die senkrechte Winkelkompensation auftritt, kann durch eine weitere Drehung des gleichen oder eines zusätzlichen Fensters mit einer zur Strahlachse schrägen Drehachse kompensiert werden. Dies ist in 12b, 12c, 12d gezeigt. 12b zeigt ein Parallelfenster 127' mit parallelen Oberflächen. Unter der Annahme einer Fensterstärke von 2 mm und eines Brechungsindexes von 1,5 führt eine Drehung um einen Winkel von 1° zu einer senkrechten Strahlversetzung bzw. -verschiebung von ungefähr 23 Mikrometern, was viel weniger als die senkrechte Strahlbereite von 200 μm in unserem Beispiel ist. Ein dünneres Parallelfenster 127' müsste um einen grösseren Winkel gedreht werden, um die gleiche senkrechte Strahlversetzung zu bewirken. Daher ist die Justierung mit dünnen Parallelfenstern 127' absolut nicht heikel.
Nach 12c kann das keilförmige Fenster 127 um zwei Achsen gedreht werden, wodurch eine Justierung sowohl des senkrechten Strahlwinkels als auch der senkrechten Strahlversetzung auf unempfindliche Weise ermöglicht wird. 12d zeigt eine Alternative, wo zwei getrennte Fenster kombiniert die gleiche Arbeit tun können. Das keilförmige Fenster 127 wird verwendet, um die Strahlwinkelabweichung zu kompensieren, während das Parallelfenster 127' verwendet wird, um die Strahlversetzung zu kompensieren.
Zumindest ein keilförmiges Fenster 127 ist Bestandteil von Justiermitteln, die es ermöglichen, den Lichtstrahl bzw. seine Achse auf eine definierte Ebene oder Achse bezüglich des Diodenarrayhalters 3 zu justieren. 13a und 13b zufolge umfasst eine Ausführungsform einer Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 den Diodenarrayhalter 3, das Diodenarray 1, die Kollimationslinse 2 und Justiermittel 110. Die Justiermittel 110 enthalten zumindest ein keilförmiges Fenster 127. In der gezeigten Ausführungsform enthalten die Justiermittel 110 ebenfalls ein Parallelfenster 127'. Die Fenster 127 und 127' sind an einer Öffnung 111d durch eine Seitenwand 111b eines kelchartigen Montagerahmens 111 der Pumpvorrichtung angeordnet. Der Montagerahmen 111 besitzt eine Bodenplatte 111a und Seitenwände 111b, die einen Innenraum 111c umschliessen, der von einer Deckplatte verschlossen werden kann. Der Diodenarrayhalter 3 ist innerhalb des Innenraums 111c in der Nähe einer Seitenwand 111b so angeordnet, dass der Lichtstrahl des Diodenarrays 1 durch die Öffnung 111d hindurch geht. Die Kante der Öffnung 111d hat bevorzugt zumindest zwei Stufen. Das keilförmige Fenster 127 ist zwischen einem elastischen Ring 113 und einem Haltering 112 angeordnet, wobei der elastische Ring 113 und das keilförmige Fenster 127 durch den Haltering 112 gegen eine erste Stufe der Öffnung 111d gedrückt werden. Für eine Justierung der Achse des Diodenlichtstrahls auf eine waagerechte Ebene bzw. eine Ebene parallel zu einer unteren Berührungsebene 111e des Montagerahmens 111 wird das keilförmige Fenster 127 um seine normale Achse gedreht. Der Haltering 112 wird an einer zweiten Stufe der Öffnung 111d befestigt. Das Parallelfenster 127' wird zwischen dem Diodenarray 1 und dem keilförmigen Fenster 127 angeordnet. Nach einer Neigung des Parallelfensters 127' bis zur Kompensation der senkrechten Versetzung der Strahlachse wird das Parallelfenster 127' am Montagerahmen 111 befestigt. Da das Parallelfenster 127' leicht ist und der Neigungswinkel nicht sehr genau sein muss, kann die Befestigung mit einem Tupfen eines Klebers 114 erfolgen. Nach Justierung der Achse des Diodenlichtstrahls in eine Ebene bei einem definierten Abstand und parallel zur Berührungsebene 111e kann die Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 an der Basis 28 des Lasersystems befestigt werden.
Die Justiermittel 110 sind sehr einfach und ermöglichen eine genaue Ausrichtung des Diodenarraystrahls durch einen einfachen Justierschritt bei der Herstellung der Diodenarray-Pumpvorrichtung 103. Die Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 und die Justiermittel 110 sind unabhängig von den anderen Bereichen dieser Erfindung neu und erfinderisch.
Die Optik der Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 ist so ausgelegt, dass die Verbindung des Montagerahmens 111 der Pumpvorrichtung mit der Basis 28 des Lasersystems gegenüber einer Winkel- und Lageabweichung, die bei einem Austausch der einen Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 gegen eine andere Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 auftreten kann, unempfindlich ist. Typische Wiedereinsatz-Toleranzen der Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 in die Basis 28 des Lasersystems liegen grössenordnungsmässig bei einigen Mikrometern, was der erreichbaren Ebenheit von grössenordnungsmässig einigen Mikrometern bei maschinell bearbeiteten Oberflächen entspricht. Das führt zu gut annehmbaren Änderungen der Strahlrichtung und Strahlversetzung am Lasermedium und beeinträchtigt daher nicht in signifikanter Weise die Leistung des Lasersystems.
Zum Zweck der Fokussierung des Diodenlaserlichts in das Lasermedium kann eine Linse 5 mit einer Brennweite von f = 8 mm, einer hohen NA und einer guten Abbildungsqualität verwendet werden, zum Beispiel Artikel Nr. C240TM-B von Thorlabs, Inc. Diese Linse 5 ist vorzugsweise bereits kein Teil der Diodenarray-Pumpvorrichtung 103, sondern ist an der Basis 28 des Lasersystems angebracht, wo auch das Lasermedium 4 positioniert ist.
Die hier beschriebene Fokussieroptik erzeugt einen hellen und stark asymmetrischen Pumpstrahl innerhalb des Lasermediums, wie aus der Auftragung der Strahlfortpflanzung in 14 zu sehen ist. Die x-Achse zeigt die Strahlfortpflanzung vom Diodenarray 1 (links) zum Lasermedium 4 (rechts), wobei die Brennlinse 5 bei x = 20 mm angeordnet ist. Unter der Annahme, dass Aberrationen und Krümmung fehlen, hat dann der berechnete Fokus Taillen von 740 μm in der waagerechten Richtung und von 22 μm in der senkrechten Richtung und ist daher stark asymmetrisch und hell. Die waagerechte bzw. senkrechte Richtung wird in der Richtung der tangentialen (t) bzw. sagittalen (s) Achse gezeigt. Der aus dem hier beschriebenen Schema gewonnene Pumpstrahl ist gut dafür geeignet, um einen Laserresonator mit einem innerhalb des Lasermediums in der Senkrechten zusammengedrückten Lasermodus zu bauen. Dies wird eingehender bei D. Kopf, K. J. Weingarten, G. Zhang, M. Moser, A. Prasad, M. A. Emanuel, R. J. Beach, J. A. Skidmore, U. Keller, eingeladener Beitrag, „High-averagepower diode-pumped femtosecond Cr:LiSAF lasers" [Diodengepumpte Femtosekunden-Cr:LiSAF-Laser hoher durchschnittlicher Leistung], Applied Physics B, Band 65, Seiten 235–243, 1997, beschrieben.
Am Lasermedium kann man eine akzeptable relative Toleranz von +10% sowohl für den Diodenlaserstrahlwinkel als auch für die Diodenlaserstrahlposition bezüglich der Diodenlaserstrahldivergenz und Diodenlaserstrahlbreite annehmen. Bei einer senkrechten Halbwinkelstrahldivergenz von 10 Milliradianten und einer Strahltaille mit einem Radius von 20 Mikrometern am Lasermedium entspricht dies einer erwünschten Pumpstrahlreproduzierbarkeit von ±1 Milliradanten beim Winkel und +2 Mikrometern in der Position am Lasermedium. In einem Abstand von 8 mm (Brennweite) vor der Fokussierlinse mit f = 8 mm führt jegliche Winkelabweichung zu einer Positionsabweichung am Lasermedium und umgekehrt. Daher berechnet sich die verlangte Reproduzierbarkeit des Strahlwinkels und der Strahlposition am Ausgang der Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 zu 8 μm bzw. 0,25 Milliradianten. Für typische Genauigkeiten der maschinellen Bearbeitung von grössenordnungsmässig einigen Mikrometern sollte dies leicht zu bewerkstelligen sein. Bei einer gegebenen Oberflächen-Ebenheit von 5 μm über die Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 mit einer Basisabmessung von etwa 60 mm hinweg (13a, 13b) kann man eine Positions- und Winkelreproduzierbarkeit von 5 μm und 5 μm/60 000 μm = 0,1 Milliradianten erzielen. Um diese Reproduzierbarkeit noch weiter zu erhöhen, kann der Boden des Montierrahmens 111 der Pumpvorrichtung maschinell so bearbeitet werden, dass nur drei definierte, waagerechte Positionierflächen 115 die Basis 28 des Lasersystems in einer vorbestimmten Art und Weise berühren. Die waagerechte Ausfluchtung des Montagerahmens 111 der Pumpvorrichtung bezüglich der Basis 28 des Lasersystems wird zum Beispiel durch drei ausgezeichnete senkrechte Positionierflächen 116 bewerkstelligt.
Das hier gegebene Beispiel ist nicht auf die gegebenen Werte beschränkt. Für einen Fachmann wäre es offensichtlich, wie die hier beschriebene Anordnung unterschiedlichen Brennweiten, Abmessungen, Anzahlen und Typen optischer Elemente usw. anzupassen wäre. Zum Beispiel kann die Kollimationslinse 2 für die schnelle Achse, die in dieser Beschreibung eine Brennweite von 200 μm besass, ebenfalls eine andere Brennweite besitzen. Für diesen Zweck sind Kollimationslinsen für die schnelle Achse mit Brennweiten im Bereich von 50 μm bis zu 1000 μm üblich und werden oft verwendet, aber der Umfang dieser Erfindung ist nicht auf diese Werte beschränkt. Die Kollimationslinse 2 der schnellen Achse muss nicht notwendigerweise auf den gleichen Halter montiert werden wie der Diodenbarren, sondern kann ebenso gut am Montagerahmen 111 der Pumpvorrichtung befestigt werden.
Gleichermassen kann der Strahlengang eine andere Linse oder andere Fokussiermittel enthalten, zum Beispiel eine zweite zylindrische Linse zur Formung des Strahls in der waagerechten Ebene. Das keilförmige Fenster 127 muss nicht notwendigerweise flache Oberflächen besitzen, sondern kann im Wesentlichen die gleiche Funktion ausfüllen, wenn seine Oberflächen gekrümmt sind. Man bemerke, dass zum Beispiel eine achsenentfernte sphärische oder zylindrische Achse für im Grunde genommen den gleichen Zweck wie das keilförmige Fenster 127 verwendet werden könnte, da die Vorder- und Rückseite ebenfalls einen Winkel zueinander bilden. Als eine Alternative kann das keilförmige Fenster 127 auch durch ein Prisma ersetzt werden, das im Wesentlichen immer noch die gleiche Funktion wie das keilförmige Fenster ausfüllen kann, weil seine Oberflächen ebenfalls einen Winkel zueinander bilden.
Die Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 ist ein Modul, das ersetzt werden kann, ohne die Laserleistung zu beeinträchtigen. Ein solches vom Benutzer austauschbares Diodenmodul würde die Lebenszeit der Laser von diodengepumpten Lasern verlängern, da der Benutzer das Diodenmodul selbst ersetzen kann und daher kein Servicepersonal erforderlich ist. Da typische Laserdioden nur eine Lebenszeit von ungefähr 10 000 Stunden haben (mittlere Lebensdauer bis zum Ausfall), erhöht das vom Benutzer austauschbare Diodenmodul die Lebenszeit des Lasersystems bequem auf ein Mehrfaches der Lebensdauer einer Laserdiode, was für industrielle Laseranwendungen genügt. In gleicher Weise können Festkörperlaser, in denen weniger zuverlässige Laserdioden wie zum Beispiel rote Dioden hoher Leistung mit einer Lebensdauer von etwa 2000 Stunden verwendet werden, noch attraktiv werden, wenn die Möglichkeit eines leichten Diodenmodulaustauschs genutzt wird.
Bis heute wird bei diodengepumpten Festkörperlasern kein Konzept verwendet, das einen leichten Austausch der Laserdioden anstrebt. Hier liegt der Nachteil darin, dass nur Fachleute bei der Laserfabrik den Austausch vornehmen können. Andere Laserhersteller haben sich auf Fasern für die Abgabe des Laserdiodenlichtes aus den Diodenmoduln konzentriert, die dann leicht durch einen erfahrenen Techniker ausgetauscht werden können („vor Ort austauschbar"). Dieses Vorgehen leidet aber am Verlust von Helligkeit und Strahlqualität durch die Optikfasern, an höherer Komplexität und einer erhöhten Anzahl optischer Elemente. Ausserdem erfüllen die vor Ort austauschbaren Diodenmoduln noch nicht das Kriterium, durch den Benutzer austauschbar zu sein.
Daher besteht ein wichtiger Vorteil der beschriebenen Ausführungsform mit austauschbarer Diodenarray-Pumpvorrichtung 103 darin, dass die Laserdiode und ein Teil der Abbildungsoptik für einen raschen, einfachen und reproduzierbaren Austausch auf eine abnehmbare Optikbasis gesetzt werden. Die Optik am Diodenmodul ist so ausgelegt, dass nach Ersatz dieses Moduls sowohl die Winkelempfindlichkeit als auch die Positionierempfindlichkeit niedrig genug ist, um sicherzustellen, dass der Laser immer noch funktioniert. Die Optik des Diodenmoduls enthält zumindest ein Optikteil, das sehr einfache (d. h. unempfindliche) Justierungen der Ausgangsstrahleigenschaften ermöglicht, was die Prozedur des Zusammenbaus des Diodenmoduls unempfindlich und reproduzierbar macht.
Zusammenfassung der Erfindung
Die Erfindung bezieht sich auf das Gebiet kompakter, laserdioden-gepumpter Festkörper-Laserquellen, die ein Schema verwenden, wo sowohl die Pumpe als auch der Modus der stimulierten Emission starke Asymmetrien besitzt. Ein im Wesentlichen glatter, asymmetrischer Laserdiodenpumpfleck wird von einer Laserdioden-Arrayquelle oder von mehrfachen Arrays erhalten, indem jeder einzelne Emitter des oder der Arrays auf im Wesentlichen den gleichen Fleck am Lasermedium abgebildet wird. In Verbindung mit der richtigen Wahl des Lasermediums führt dies zu einer hohen Laserleistung. Dies kann auch zu einer hohen Verstärkungssättigung innerhalb des Lasermediums führen. Eine Diodenpumpanordnung und eine Kristallgeometrie werden verwendet, wo der Pumpstrahl nicht die gleiche Fortpflanzungsachse wie der Lasermodus besitzt. Das Lasermedium besitzt nicht notwendigerweise eine Beschichtung, die für die damit verbundene Laserwellenlänge reflektierend ist. In Kombination mit einem resonatorinternen, nichtlinearen optischen Element wie einem nichtlinearen optischen Kristall oder einem sättigbaren Halbleiterabsorber kann dies zu einer stabilen resonatorinternen, nichtlinearen Konvertierung bzw. zu einer Erzeugung stabiler, ultrakurzer Pulse führen. Eine spezielle sättigbare Halbleiterabsorberstruktur zur Erzeugung ultrakurzer Laserpulse wird beschrieben.
Zusätzlich können externe Frequenzkonvertierungsschemata wirksam verwendet werden, um aus den erzeugten ultrakurzen Pulsen andere Frequenzen zu erzeugen. Das Schema kann aber auch für einen Dauerstrich- oder gütegeschalteten Laserbetrieb hoher Leistung verwendet werden. Einer speziellen Ausführungsform der Erfindung zufolge kann die Achse des Pumplichtstrahls durch einfache Justiermittel in eine definierte Richtung bezüglich eines Montagerahmens einer Diodenarray-Pumpvorrichtung justiert werden. Die Justiermittel kompensieren kleine Montagetoleranzen des Diodenarrays und/oder zumindest eines optischen Elements. Die Justiermittel umfassen zumindest ein keilförmiges Fenster. Wegen dieser Justierung liegt die Achse des Lichtstrahls bezüglich des Montagerahmens der Pumpvorrichtung in einer definierten Ebene. Daher kann die Diodenarray-Pumpvorrichtung eines Lasers ohne jegliche weitere Justierung ersetzt werden.

Claims

Im Grundmodus arbeitender, dioden-gepumpter Laser mit Lasermitteln zur Erzeugung eines Pumplichtstrahls (7) von hohem Aspektverhältnis, eine Dioden-Pumpanordnung und optische Mittel zur Abbildung des Pumplichtstrahls (7) auf einen asymmetrischen Fleck mit glattem Intensitätsprofil umfassend, und einem Lasermedium (4), das durch den Pumplichtstrahl (7) angeregt wird, wobei das Lasermedium (4) an eine Wärmesenke (12) an der Unterseite des Lasermediums (4) gebondet ist, der Pumplichtstrahl (7) auf die Oberseite (4d) des Lasermediums (4) einfällt und die Achse des Pumplichtstrahls (7) bezüglich der Achse (23) des Lasermodus so positioniert ist, dass der Lasermodus transversal zum Wärmefluss (K) betrieben wird und der dioden-gepumpte Laser transversal gepumpt und transversal gekühlt wird.
Dioden-gepumpter Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass der Lasermodus innerhalb des Lasermediums (4) stark elliptisch ist.
Dioden-gepumpter Laser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, dass der Lasermodus ein Aspektverhältnis höher als 15:1 besitzt.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass der Pumplichtstrahl (7) ein Aspektverhältnis höher als 15:1 besitzt.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass das Lasermedium (4) ein Scheibenlasermedium ist.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass der Pumplichtstrahl (7) eine Zweifach- oder Mehrfachreflexions-Konfiguration besitzt.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass die Unterseite des Lasermediums (4) für Reflexion des Pumplichtstrahls (7) beschichtet ist.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, dass das Lasermedium (4) mit Indiumfolie oder Kleber, bevorzugt einem wärmeleitenden Kleber an die Wärmesenke (12) gebondet ist.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche mit einer modenkoppelnden Vorrichtung, bevorzugt einem sättigbaren Halbleiter-Absorberspiegel oder einem stabil resonator-intern konvertierten Dauerstrichlaser.
Dioden-gepumpter Laser nach einem der vorangehenden Ansprüche mit einer Frequenzkonvertierungsvorrichtung.