DE3633469A1 - Laser mit verteilter rueckkopplung - Google Patents
Laser mit verteilter rueckkopplungInfo
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Description
Die vorliegende Erfindung betrifft einen mit verteilter
Rückkopplung arbeitenden Laser, wie er im Oberbegriff des
Patentanspruchs 1 im Hinblick auf die DE-OS 29 00 728 als
bekannt vorausgesetzt wird.
Die in den Patentansprüchen gekennzeichnete und im folgenden
genauer erläuterte Erfindung löst die Aufgabe, einen mit
verteilter Rückkopplung arbeitenden Laser des aus der
DE-OS 29 00 728 bekannten Typs so weiterzubilden, daß
substrukturfreie Laserimpulse erzeugt werden können, die
kürzer sind als es mit dem bekannten Laser möglich ist.
Das der Erfindung zugrundeliegende Problem und Ausführungsbeispiele
der Erfindung werden im folgenden unter Bezugnahme auf die
Zeichnungen näher erläutert, dabei werden noch weitere Merkmale
und Vorteile der Erfindung zur Sprache kommen.
Es zeigen:
Fig. 1 und 2 schematische Darstellungen eines mit verteilter
Rückkopplung arbeitenden Lasers des aus der
DE-OS 29 00 728 bekannten Typs, anhand derer das der
Erfindung zugrundeliegende Problem erläutert werden wird,
und
Fig. 3 bis 8 schematische Darstellungen von Ausführungsbeispielen
der Erfindung, wobei das Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 6
derzeit bevorzugt wird.
Die dem nächstliegenden Stand der Technik entsprechende Anordnung
gemäß der oben bereits erwähnten DE-OS 29 00 728 ist in Fig. 1
skizziert. Ein Anregungs- oder Pumpstrahlungsbündel von einem
Pumplaser (z. B. einem Stickstofflaser), der vorzugsweise
Pumpstrahlungs-Impulse mit einer Halbwertsdauer von weniger als
20 ns und einer Intensität, die die Laserschwelle des Lasermediums
um höchstens 20% überschreitet, liefert, fällt senkrecht auf ein
als Bündelteiler arbeitendes optisches Beugungsgitter (1), wird
dort in die +1. und -1. Beugungsordnung aufgeteilt, die jeweils
wieder von zwei mit ihrer Oberfläche senkrecht zur Fläche des
Beugungsgitters stehenden Planspiegel (S -1) und (S -2) reflektiert
werden, um sich auf der Oberfläche einer Farbstoffküvette (3)
zu einer Interferenzfigur zu überlagern. Der eingezeichnete
Beugungswinkel ist α. Der Winkel R, den die von den Spiegeln
reflektierten Teilstrahlen mit der Normalen auf der
Küvettenoberfläche bilden, die ihrerseits parallel zum
Beugungsgitter steht, ist ebenfalls eingezeichnet. Es ist
sofort ersichtlich, daß α = R ist.
Bezeichnet man nun die Pumplaser-Wellenlänge mit λ P , so wird
die Periode Λ der Interferenzstruktur auf der Oberfläche der
Küvette durch die bekannte Bragg-Bedingung gegeben:
Ferner ist bekanntlich der Zusammenhang zwischen der
Gitterkonstante d des Beugungswinkels, dem Beugungswinkel α und
der Pumplaser-Wellenlänge λ P gegeben durch die Beugungsgleichung:
Unter Berücksichtigung von α = R ergibt sich durch Einsetzen
von (2) in (1)
Aus Gleichung (3) ist ersichtlich, daß die Periode des
Beugungsmusters allein durch die Gitterkonstante festgelegt
wird und von der Pumpwellenlänge völlig unabhängig ist, was
einen Fortschritt gegenüber den vorher üblichen Anordnungen
darstellte.
Wenn x den Abstand zwischen den Spiegeln und y den Abstand
zwischen Beugungsgitter und Oberfläche der Küvette darstellt,
wie in Fig. 1 skizziert, so ergibt sich bei Erfüllung der
sogenannten Tangensbedingung
eine weitere vorteilhafte Eigenschaft dieser Anordnung. In
diesem Falle überlagern sich nämlich Teilwellen, die von
einem bestimmten Punkt des Gitters abgebeugt werden, wieder
auf einem bestimmten Punkt der Oberfläche der Küvette. Dies
ist in Fig. 1 durch je zwei Teilstrahlen angedeutet, die von
den eingezeichneten Punkten (A) und (B) des Beugungsgitters
ausgehen. Die von Punkt (A) ausgehenden Teilstrahlen sind
durchgezogene Linien, die sich auf dem entsprechenden Punkt
(A′), und die von Punkt (B) ausgehenden Teilstrahlen sind
gestrichelte Linien, die sich im entsprechenden Punkt (B′)
auf der Oberfläche der Küvette wieder treffen. Da somit jeweils
nur von einem Punkte des Gitters ausgehende und damit zueinander
kohärente Teilstrahlen auf der Oberfläche der Küvette miteinander
interferieren, wird selbst dann ein klares Interferenzmuster
von hoher Sichtbarkeit auf der Oberfläche der Küvette erzeugt,
wenn keine räumliche Kohärenz über den Querschnitt des
Pumplaserstrahls vorhanden ist.
Bei diesen Ableitungen wurde jedoch vorausgesetzt, daß es sich
bei dem Pumplaserstrahl um einen perfekten Parallelstrahl
handelt, denn es ist selbstverständlich, daß der Beugungswinkel
vom Einfallswinkel und damit auch vom Öffnungswinkel des
Pumplaserstrahles abhängt. Ein veränderter Einfallswinkel
bedeutet eine Verschiebung der Position des Interferenzmusters
auf der Oberfläche der Küvette, und somit bewirkt ein
endlicher Öffnungswinkel eine gewisse Verschmierung oder
anders ausgedrückt, eine nicht vollständige Modulation des
Interferenzmusters.
Eine flüchtige Betrachtung der hier gegebenen Ableitungen der
Eigenschaften der Anordnung gemäß Fig. 1 verleitet zu der
Annahme, daß der benutzte Pumplaser eine beliebige Spektralbandbreite
besitzen könne, da ja die Periodizität des erzeugten Interferenzmusters,
wie gezeigt, von der Pumpwellenlänge unabhängig und gerade gleich
der halben Gitterkonstante ist. Das ist jedoch nicht der Fall,
da bei genauerem Hinsehen zu erkennen ist, daß für eine
gegebene Anordnung mit festgelegtem x und y die Tangensbedingung
jeweils nur für eine einzige Pumpwellenlänge zu erfüllen ist.
Dies wird aus Fig. 2 leicht ersichtlich. Dort ist im wesentlichen
wieder die Anordnung von Fig. 1 dargestellt, jedoch sind jetzt
die Teilstrahlen einer vorgegebenen Pumpwellenlänge λ P , die
von den zwei Punkten (A) und (B) des Gitters ausgehen, als
durchgezogene Linien gezeichnet, während die entsprechenden
Strahlen gestrichelt gezeichnet sind, die einer etwas anderen
Pumpwellenlänge g′ P entsprechen. Während die λ P entsprechenden
Teilstrahlen die Tangensbedingung erfüllen, ist das wegen der
Wellenlängenunabhängigkeit des Beugungswinkels α, wie sofort
zu sehen ist, für die Teilstrahlen der von λ P verschiedenen
Wellenlänge λ′ P nicht der Fall, sondern es treffen sich diese
gestrichelten Teilstrahlen zu einem Interferenzmuster höchster
Sichtbarkeit erst auf einer Ebene, die zwar ebenfalls parallel
zur Oberfläche der Küvette ist, jedoch um einen Betrag Δ y hinter
ihr liegt. Man erkennt auch sofort, daß das Interferenzmuster
auf der Oberfläche der Farbstoffküvette durch die gestrichelten
Teilstrahlen in seiner Sichtbarkeit bzw. seinem Kontrast
reduziert wird, da auch noch Licht in den Minima des von den
durchgezogenen Teilstrahlen erzeugten Interferenzmusters
vorhanden ist. Eine solche Reduktion der Sichtbarkeit des
Interferenzmusters kann das ordnungsgemäße Funktionieren eines
Lasers mit verteilter Rückkopplung bekanntlich dadurch erheblich
beeinträchtigen, daß der Laseremission eine starke spontane
Emission überlagert wird.
Im folgenden soll die Größe dieses Effektes abgeschätzt werden,
um damit eine klare Einsicht in die Verbesserungen durch die
erfindungsgemäße Anordnung vorzubereiten.
Unter Berücksichtigung der obigen Ableitungen ergibt sich
gemäß Fig. 1 und Fig. 2 für λ P :
und für λ′ P = g P - Δλ
Aus Gleichung (5) und (6) ergibt sich
Unter Ausnutzung der Relationen
a - b = (a² - b²)/(a + b)
und der Näherung
f(x - Δ x) - f(x) ≈ f′(x).(-Δ x)
ergibt sich
a - b = (a² - b²)/(a + b)
und der Näherung
f(x - Δ x) - f(x) ≈ f′(x).(-Δ x)
ergibt sich
Aus Fig. 2 ersieht man sofort, daß
Aus Gleichung (7) und (8) erhält man
Gleichung (9) bedeutet, daß eine untere Grenze für die
räumliche Kohärenzlänge l senkrecht zur Strahlrichtung ist,
als l < . Ferner entspricht bekanntlich einer bestimmten
räumlichen Kohärenz ein bestimmter Divergenzwinkel Φ des
Strahls, der durch
sin Φ < λ P /l (10)
gegeben ist.
Aus Gleichung (9) und (10) ergibt sich
was geschrieben werden kann als
Φ · Δλ < g² P (d²-λ² P )/(2d²x). (11)
Wie man sieht, wird durch das Produkt aus Divergenzwinkel Φ
und spektraler Bandbreite das Verhalten des Lasers mit verteilter
Rückkopplung in einer Anordnung gemäß Fig. 1 bestimmt.
Ein praktisches Zahlenbeispiel soll dies verdeutlichen. Wählt
man λ P = 340 nm, d = 410 nm, x = 20 mm und benutzt einen Laser
mit einer spektralen Bandbreite Δλ = 0,2 nm, so ergibt sich
durch Einsetzen in Gleichung (11), daß der Divergenzwinkel
Φ < 4,5 mrad sein muß.
Als weiterer Effekt soll noch abgeschätzt werden, inwieweit
eine Abweichung δ vom genau senkrechten Einfall des
Pumplaserstrahls auf das Gitter nicht nur eine Verschiebung
der Position des Interferenzmusters, sondern auch eine Änderung
seiner Periode Λ bewirkt.
Von Zs. Bor (Dissertation, Universität Szeged, 1983) wurde diese
Beziehung bereits abgeleitet als
wobei n der Brechungsindex der Farbstofflösung ist. Wenn wir
verlangen, daß die Verschiebung zwischen den zwei
Interferenzmustern, die durch zwei um δ versetzte Teilstrahlen
erzeugt werden, nicht mehr als Λ/10 über die ganze Länge L des
angeregten Bereichs der Farbstofflösung ausmacht, so kann
Gleichung (12) vereinfacht werden zu
δ²L < 5,7 · 10-5 mm · rad². (13)
Für L = 2 mm bedeutet das beispielsweise δ < 5,3 mrad.
Diese Ergebnisse erweisen sich nun als besonders wichtig im
Zusammenhang mit dem Bemühen, unter Verwendung von
Farbstofflasern mit verteilter Rückkopplung noch wesentlich
kürzere Laserimpulse zu erzielen, als das bisher unter
Verwendung dieses Lasertyps möglich war. Dazu ist es notwendig,
den Farbstofflaser mit verteilter Rückkopplung bereits mit
einem sehr kurzen Pumpimpuls aus einem anderen Farbstofflaser
anzuregen. Bei diesen Bemühungen fanden nun Zs. Bor und
B. Rácz (Appl. Opt. 24, 1910 (1985)), daß es nicht möglich war,
bei einem auf eine Bandbreite von höchstens 0,2 nm begrenzten
Farbstofflaser die Impulsdauer auf weniger als 100 ps
herunterzudrücken, ohne daß sich eine stark störende zeitliche
Substruktur des Farbstofflaserimpulses ergab. Mit anderen
Worten: Aus einem zeitlich glatten Verlauf entsprechend einem
steilen Anstieg und dann etwa exponentiellen Abfall des
Farbstofflaserimpulses entstand eine von Impuls zu Impuls
statistisch stark schwankende zeitliche Substruktur von
kürzeren Impulsen, die auch eine entsprechende zeitliche
Stubstruktur in dem damit gepumpten Farbstofflaser mit
verteilter Rückkopplung hervorrief, so daß dieser praktisch
nicht brauchbar war. Wurde jedoch der Pump-Farbstofflaser
nicht spektral eingeengt, sondern eine Bandbreite von einigen
Nanometern zugelassen, so ergab sich wieder ein glatter
Verlauf der Impulsform bei gleichzeitig möglicher kürzerer
Impulsdauer. Das bedeutet, daß auch die Impulsdauer von
Impulsen aus Farbstofflasern mit verteilter Rückkopplung
weiter reduziert werden kann, wenn für den Pump-Farbstofflaser
eine größere spektrale Bandbreite zugelassen wird, was jedoch
nach den obigen Ausführungen mit der bisherigen Anordnung
nicht möglich ist. Diese Schwierigkeit wird, wie nun im
folgenden erläutert werden soll, durch die erfindungsgemäße
Anordnung überwunden.
Die konzeptionell einfachste Realisation der Erfindung ist
in Fig. 3 skizziert. Fig. 3 zeigt nur die für die Erfindung
wesentlichen optischen Elemente. Der Pumplaser ist nicht
dargestellt, er genügt vorzugsweise den gleichen Bedingungen
wie der Pumplaser des aus der genannten DE-OS 29 00 728
bekannten Lasers mit verteilter Rückkopplung. Es kann
insbesondere ein Laser, wie ein Stickstofflaser, verwendet
werden, der kurze Anregungs- oder Pumpstrahlungsimpulse liefert,
deren Dauer vorzugsweise höchstens 20 ns ist und deren
Amplitude so gewählt ist, daß der Laserschwellenwert des
aktiven Lasermediums (vorzugsweise eine Farbstofflösung)
um nicht mehr als 20% überschritten wird.
Die Laseranordnung gemäß Fig. 3 enthält ein erstes optisches
Beugungsgitter (1) mit der Gitterkonstante d, ein parallel
dazu in einem gewissen Abstand angeordnetes zweites optisches
Beugungsgitter (2) mit der Gitterkonstante d/2 sowie eine
Farbstoffküvette (3), deren Oberfläche parallel zu den
Flächen der Beugungsgitter und im selben Abstand vom zweiten
Beugungsgitter angeordnet ist, wie das zweite vom ersten.
Bei beiden Beugungsgittern handele es sich um reine
Transmissionsgitter.
Ein senkrecht auf das erste Beugungsgitter (1) auftreffender
Pumplaserstrahl wird in zwei Teilstrahlen abgebeugt, die der
+1. und -1. Ordnung entsprechen und mit dem Beugungswinkel α
austreten, entsprechend sinα = λ P /d. Diese beiden Teilstrahlen
treffen auf das zweite Beugungsgitter (2) unter dem Einfallswinkel
α auf und werden abgebeugt unter dem Winkel R zwischen der
Normalen zum Gitter und dem durchgelassenen Teilstrahl. Da
für das zweite Gitter gilt
sin α + sin R = 2g P /d, (14)
ergibt sich zusammen mit der Beugungsgleichung für das erste
Gitter
α = R (15)
woraus sofort wieder die Periode Λ des auf der Farbstoffküvette
erzeugten Interferenzmusters zu Λ = d/2 folgt. Insoweit
ist diese Eigenschaft der neuen Anordnung gleich der der alten
Anordnung. Während bei der bekannten Anordnung gemäß
Fig. 1 und 2 nur die Teilstrahlen einer einzigen Wellenlänge,
die jeweils von einem einzigen Punkt des ersten Beugungsgitters
(1) ausgingen, auf der Oberfläche der Küvette (3) ein
Interferenzmuster hoher Sichtbarkeit ergaben, während für
andere Wellenlängen die Tangensbedingung nicht erfüllt war,
ist diese Bedingung in der neuen Anordnung gemäß Fig. 3
automatisch für alle Wellenlängen erfüllt. Dies ist
gestrichelt für eine wesentlich kürzere Wellenlänge, als sie
der durch ausgezogene Linien skizzierten entspricht, in
Fig. 3 dargestellt. Die Bestätigung des behaupteten
Sachverhalts ergibt sich sofort durch Nachvollziehen der obigen
Ableitung für die neue Pumpwellenlänge λ′ P mit den
Beugungswinkeln α′ und R′ oder auch durch einfache Betrachtung
aus Symmetriegründen.
Für die Anordnung gemäß der Erfindung kann also eine beliebige
Pumpwellenlänge gewählt werden und an die spektrale Bandbreite
brauchen bei dieser Anordnung keinerlei Anforderungen
gestellt zu werden, im Gegensatz zur bekannten Anordnung.
Entsprechend werden auch keine Anforderungen an die
räumliche Kohärenz des Pumplaserstrahls gestellt, wie sich
unmittelbar aus Fig. 3 ablesen läßt.
Hingegen bleibt bei der Anordnung gemäß Fig. 3 eine
Empfindlichkeit gegenüber dem Öffnungswinkel in derselben
Art und Weise erhalten wie bei der bekannten Anordnung, ohne
daß das hier näher ausgeführt zu werden braucht, insbesondere
deshalb nicht, weil sich die daraus folgenden Anforderungen
an die Divergenz leicht mit den üblichen Oszillator-Verstärker-
Anordnungen erfüllen lassen.
Die Anordnung gemäß Fig. 3 hat jedoch einen relativ
niedrigen Gesamtwirkungsgrad, welcher sich durch die
Hintereinanderschaltung von zwei Beugungsgittern ergibt,
die jedes für sich bereits einen relativ niedrigen
Wirkungsgrad besitzen. Dieser Nachteil wird bei der Anordnung
gemäß Fig. 4 dadurch vermieden, daß der Erfindungsgedanke
mit Hilfe von Reflexionsbeugungsgittern verwirklicht wird.
Fig. 4a zeigt eine Draufsicht, Fig. 4b eine Seitenansicht
einer solchen Ausführungsform der Erfindung. Die Anordnung
enthält wiederum ein erstes Gitter (1) mit der Gitterkonstante
d, ein zweites Beugungsgitter (2) mit der Gitterkonstante
d/2 und eine Farbstoffküvette (3). Die Ebenen der Beugungsgitter
verlaufen wenigstens annähernd parallel zueinander und die
Oberfläche der Farbstoffküvette liegt in der Ebene des ersten
Beugungsgitters (1), was sich dadurch erreichen läßt, daß
die Farbstoffküvette neben dem Beugungsgitter (1) angeordnet,
also z. B. wie dargestellt, auf die Oberkante des Beugungsgitters
aufgesetzt ist, wie in der Seitenansicht der Fig. 4b gut
zu erkennen ist. Die ganze Anordnung ist von oben gesehen, wie
aus Fig. 4a ersichtlich ist, symmetrisch zum senkrecht auf
das Beugungsgitter (1) auftreffenden Pumplaserstrahl aufgebaut.
Die Funktion der Anordnung braucht nicht weiter erklärt zu
werden, da alle Gleichungen die für die Anordnung gemäß Fig. 3
aufgestellt wurden, im wesentlichen auch für die Ausführungsform
gemäß Fig. 4 gelten, wobei nur an Stelle von transmittierten
reflektierte Strahlen treten.
Mit einer Anordnung der in Fig. 4 dargestellten Art läßt sich
leicht ein Gesamtwirkungsgrad von <20% erreichen. Ein Merkmal
dieser Anordnung besteht darin, daß der Pumpstrahl und die
abgebeugten Teilstrahlen nicht in einer Ebene verlaufen.
Wie Fig. 5 zeigt, läßt sich der Erfindungsgedanke dadurch mit
besonders geringem apparativen Aufwand realisieren, daß das
Gitter (1) zunächst wie bisher und dann noch ein zweites Mal
in der zweiten Ordnung an Stelle des dann entfallenden
zweiten Gitters benutzt wird, indem jetzt an Stelle des zweiten
Gitters (2) der Anordnung gemäß Fig. 4 ein Planspiegel (5)
tritt, der, wie in Fig. 5 gezeichnet, in der Mitte eine
durchlässige Stelle zum Passieren des Pumplichtstrahles
besitzt. Diese Anordnung arbeitet so, daß zunächst wie bisher
schon der senkrecht auf das nun einzige Gitter (1) auftreffende
Pumplaserstrahl in die +1. und -1. Ordnung abgebeugt wird, die
ihrerseits vom Spiegel (5), der parallel zur Fläche des
Gitters (1) steht, reflektiert werden und außen auf das Gitter (1)
auftreffen, das hier in Autokollimation in 2. Ordnung benutzt
wird, wodurch die beiden Teilstrahlen in sich selbst
zurückreflektiert werden, um dann nach nochmaliger Reflexion
an der Oberfläche des Spiegels (5) auf die Küvette (3) aufzutreffen
und dort das Interferenzmuster in der oben beschriebenen Weise
zu bilden. Die Farbstoffküvette (3) ist auch hier wieder auf das
Gitter (1) aufgesetzt und der Pumplaserstrahl trifft leicht
nach oben geneigt auf das Gitter (1) auf, um die Teilstrahlen
dann auf der Oberfläche der Farbstoffküvette zur Interferenz
zu bringen. Der Gesamtwirkungsgrad der Anordnung gemäß Fig. 5
ist relativ gering, da Beugungsgitter im allgemeinen nicht
gleichzeitig hohen Beugungswirkungsgrad für die 1. und 2. Ordnung
besitzen. Man kann diesen Nachteil jedoch dadurch etwas
verringern, daß die Stellen des Beugungsgitters, die in
Autokollimation in 2. Ordnung benutzt werden, durch ein
Deckglas mit einer Immersionsflüssigkeit abgedeckt werden, um
so einen höheren effektiven Beugungswirkungsgrad zu erreichen.
Die mechanische Stabilität der Anordnung kann erhöht und
die Justierung erleichtert werden, wenn gemäß Fig. 6 ein
Parallelepiped (6), insbesondere ein Quader, aus Quarzglas
benutzt wird, dessen Seitenflächen alle entsprechend den
optischen Anforderungen geschliffen und poliert sind. Hier wird
wieder ein Gitter (1) mit der Gitterkonstante d benutzt, das
an das Parallelepiped (6) angedrückt wird und auf dem sich eine
Farbstoffküvette (3) befindet, sowie ein zweites Gitter (2) mit
der Gitterkonstante d/2, das in der gezeichneten Position auf
der dem Gitter (1) gegenüberliegenden Fläche an das Parallelepiped
(6) angedrückt ist. Hierbei wird einer der vom ersten Gitter (1)
abgebeugten Teilstrahlen an einer Seitenfläche des Parallelepipeds
(6) reflektiert, bevor er auf das zweite Gitter (2) auftrifft.
Der Hauptvorteil dieser Anordnung besteht darin, daß als zweites
Gitter (2) ein Gitter mit stark asymmetrischem Furchenprofil
benutzt werden kann, dessen Profilgeometrie gerade so ausgelegt
ist, daß die beiden Teilstrahlen mit hoher effektiver
Reflektivität in Autokollimation in sich selbst reflektiert
werden. (Das bedeutet, daß das zweite Gitter (2) z. B. ein
Echelette-Gitter sein kann bzw. ein Gitter mit einem
entsprechend gewählten Blazewinkel.)
In Fig. 7 ist eine entsprechende Abwandlung der Anordnung
gemäß Fig. 5 unter Benutzung eines quaderförmigen Quarzblocks
(6) angedeutet. Bei Verfolgung des eingezeichneten Strahlengangs
bedarf die Figur keiner weiteren Erläuterung.
Von einem rein formalen Gesichtspunkt aus betrachtet, kann
das zweite Gitter (2) in Fig. 3 als eine spezielle fehlerfreie
Optik betrachtet werden, durch die das Gitter (1) auf die
Oberfläche der Farbstoffküvette abgebildet wird. Selbstverständlich
kann eine solche Abbildung auch durch ein anderes fehlerfreies
optisches System mit genügend hoher numerischer Apertur erfolgen,
wie z. B. durch zwei gegeneinandergeschaltete Mikroskopobjektive
(7) und (8), wie es in Fig. 8 dargestellt ist. Wenn die
numerische Apertur der Objektive größer ist als λ/ P d, kann das
System beide abgebeugten Teilstrahlen des Gitters (1), das in
Immersion auf dem ersten Objektiv (7) aufsitzt, erfassen, und
das Bild des Gitters (1) erscheint durch das zweite
Mikroskopobjektiv (8) auf der Oberfläche der aufgesetzten
Farbstoffküvette (3). Wenn die 0. Ordnung entsprechend
abgeblockt wird, erscheint dann auf der Oberfläche der
Farbstoffküvette wiederum ein Interferenzmuster mit der
Periode Λ = d/2. Durch entsprechende Wahl der Brennweiten
der beiden Objektive (7) und (8) läßt sich die Periode
des Interferenzmusters entsprechend variieren. Der
Hauptvorteil dieser Anordnung ist der hohe Gesamtwirkungsgrad,
der im wesentlichen durch den Beugungswirkungsgrad des
Gitters (1) bestimmt wird.
Claims (12)
1. Mit verteilter Rückkopplung arbeitender Laser, welcher ein
aktives Lasermedium (3), das durch eine Pumpstrahlung
anregbar ist, sowie einen Pumpstrahlungs-Strahlengang
enthält, in dem sich ein als Bündelteiler wirkendes
Beugungsgitter (1), das ein einfallendes Pumpstrahlungsbündel
in zwei Teilbündel zerlegt, sowie eine optische Anordnung
zur Vereinigung der Teilbündel unter Erzeugung einer
Interferenzfigur in einer im Lasermedium verlaufenden
Fläche befinden, dadurch gekennzeichnet, daß die optische
Anordnung (2; 5; 6; 7, 8) das Beugungsgitter (1) in die
genannte Fläche abbildet.
2. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die
optische Anordnung ein zweites Beugungsgitter (2) enthält.
3. Laser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das
zweite Beugungsgitter (2) ein Transmissionsgitter ist und
im Pumpstrahlungs-Strahlengang zwischen dem ersten
Beugungsgitter (1) und dem Lasermedium (3) angeordnet ist
(Fig. 3).
4. Laser nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das
zweite Beugungsgitter (2) ein Reflexionsgitter ist, welches
die vom ersten Beugungsgitter (1) erzeugten Teilbündel
reflektiert, und daß das Lasermedium (3)
angrenzend an das erste Beugungsgitter (1) angeordnet ist
(Fig. 4).
5. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die
optische Anordnung einen ebenen Reflektor (5) enthält, der
die von einem Teil des Beugungsgitters (1) erzeugten Teilbündel
auf einen anderen Teil des Beugungsgitters reflektiert und
einen Teil der vom anderen Teil des Beugungsgitters gebeugten
Strahlung zurück zum ersten Teil des Beugungsgitters reflektiert,
und daß das aktive Lasermedium (3) neben dem ersten
Teil des Beugungsgitters (1) angeordnet ist.
6. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die optische
Anordnung ein zweites, in Reflexion arbeitendes Beugungsgitter
(2) enthält, welches an einer Oberfläche eines für die
Pumpstrahlung transparenten optischen Elements (6) angeordnet
ist, daß das erste Beugungsgitter (1) an einer anderen Fläche
des optischen Elements angeordnet ist; daß das aktive
Lasermedium (3) neben dem ersten Beugungsgitter (1)
angeordnet ist und daß das transparente optische Element (6)
sowie die beiden Beugungsgitter (1, 2) so angeordnet sind,
daß die vom ersten Beugungsgitter (1) erzeugten Teilbündel
auf das zweite Beugungsgitter (2) fallen und ein Teil dieser
Bündel zurück zum ersten Beugungsgitter (1)
gelangt (Fig. 6).
7. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das
Beugungsgitter (1) an einer Oberfläche eines die Pumpstrahlung
transparenten optischen Elements (6) angeordnet ist; daß das
optische Element (6) so ausgebildet ist, daß die beiden
Teilbündel, die von einem vom einfallenden Pumpstrahlungsbündel
getroffenen Teil des Beugungsgitters ausgehen, auf einen anderen
Teil des Beugungsgitters reflektiert und zum Teil von diesem
anderen Teil reflektiert werden, und daß das
aktive Lasermedium (3) auf der dem optischen Element (6)
abgewandten Seite des erstgenannten Teiles des Beugungsgitters
(1) angeordnet ist (Fig. 7).
8. Laser nach einem der Ansprüche 4 bis 7, dadurch gekennzeichnet,
daß das zweite Beugungsgitter (2 in Fig. 6) bzw. der andere,
reflektierende Teil des einzigen Beugungsgitters (1 in Fig. 5
und 7) als gerichtet reflektierendes Beugungsgitter, wie
Echelete-Gitter ausgebildet ist.
9. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die optische
Anordnung zwei Mikroskopobjektive (7, 8) enthält, welche
zwischen dem in Transmission arbeitenden Beugungsgitter (1)
und dem aktiven Lasermedium (3) angeordnet sind (Fig. 8).
10. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch
gekennzeichnet, daß sich die genannte Fläche an der Oberfläche
des aktiven Lasermediums befindet.
11. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch
gekennzeichnet, daß das aktive Lasermedium eine Farbstofflösung
enthält.
12. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, gekennzeichnet
durch eine Pumpstrahlungsquelle, welche Pumpstrahlungsimpulse
mit einer Dauer von weniger als 20 Nanosekunden liefert.
Priority Applications (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
DE19863633469 DE3633469A1 (de) | 1986-10-01 | 1986-10-01 | Laser mit verteilter rueckkopplung |
Applications Claiming Priority (1)
Application Number | Priority Date | Filing Date | Title |
---|---|---|---|
DE19863633469 DE3633469A1 (de) | 1986-10-01 | 1986-10-01 | Laser mit verteilter rueckkopplung |
Publications (2)
Publication Number | Publication Date |
---|---|
DE3633469A1 true DE3633469A1 (de) | 1988-04-14 |
DE3633469C2 DE3633469C2 (de) | 1989-05-24 |
Family
ID=6310846
Family Applications (1)
Application Number | Title | Priority Date | Filing Date |
---|---|---|---|
DE19863633469 Granted DE3633469A1 (de) | 1986-10-01 | 1986-10-01 | Laser mit verteilter rueckkopplung |
Country Status (1)
Country | Link |
---|---|
DE (1) | DE3633469A1 (de) |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE3721218A1 (de) * | 1987-06-26 | 1989-01-05 | Max Planck Gesellschaft | Mit verteilter rueckkopplung arbeitender laser |
Citations (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE2900728A1 (de) * | 1979-01-10 | 1980-07-24 | Max Planck Gesellschaft | Verfahren und einrichtung zum erzeugen von ultrakurzen laserimpulsen |
-
1986
- 1986-10-01 DE DE19863633469 patent/DE3633469A1/de active Granted
Patent Citations (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE2900728A1 (de) * | 1979-01-10 | 1980-07-24 | Max Planck Gesellschaft | Verfahren und einrichtung zum erzeugen von ultrakurzen laserimpulsen |
Non-Patent Citations (4)
Title |
---|
Appl. Opt. Vol. 22, 1983, S. 3327-3330 * |
Appl. Opt., Vol. 24, 1985, S. 1910-1913 * |
Laser und Optoelektronik, Nr. 3/1984, S. 187-196 * |
Opt. Commun., Vol. 53, Nr. 4, 1985, S. 238-242: J. Phys. E: Sci. Instrum., Vol. 17, 1984, S. 1077-1080 * |
Cited By (1)
Publication number | Priority date | Publication date | Assignee | Title |
---|---|---|---|---|
DE3721218A1 (de) * | 1987-06-26 | 1989-01-05 | Max Planck Gesellschaft | Mit verteilter rueckkopplung arbeitender laser |
Also Published As
Publication number | Publication date |
---|---|
DE3633469C2 (de) | 1989-05-24 |
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