DE3932097A1 - Optischer pulskompressor - Google Patents

Description

Die vorliegende Erfindung geht aus von einer Einrichtung zur Laserpuls-Kompression mit den im Oberbegriff des Anspruchs 1 angegebenen Merkmalen.

In der Laserphysik und -technologie kommen häufig frequenz­ modulierte Laserpulse vor. Besonders wichtig sind die Fälle, wo die Frequenz während der ganzen Pulsdauer monoton, insbesondere linear mit der Zeit ansteigt oder abfällt. Im ersten Fall spricht man von positiver Frequenzmodulation (englisch: positiv chirp), im zweiten Fall von negativer Frequenzmodulation (englisch: negative chirp). Ein positiv frequenzmodulierter Laserpuls entsteht aus einem nicht frequenzmodulierten Puls sehr einfach dadurch, daß der Puls eine gewisse Wegstrecke durch ein optisches Material mit normaler Gruppengeschwindigkeits-Dispersion hindurch­ läuft. Da die längerwelligen Spektralkomponenten des Pulses eine höhere Gruppengeschwindigkeit in dem optischen Material haben als die kürzerwelligen, bleiben letztere gegenüber den längerwelligen zurück, so daß nach Durchlaufen des Materials von der Vorderflanke des Pulses bis zur Rückflanke die Frequenz entsprechend der Dispersion des Materials, das durchlaufen wurde, ansteigt. Da in dem kleinen Frequenz­ bereich, der bei fast allen außer den kürzesten heute erzielbaren Laserpulsen benutzt wird, die Dispersionskurve praktisch jedes Materials durch eine Gerade angenähert werden kann, hat der Puls tatsächlich nach Durchlaufen des Materials eine im wesentlichen linear mit der Zeit ansteigende Frequenz. Durch diese Frequenzmodulation wird der Puls zwangsweise verlängert und das Produkt aus der spektralen und der zeitlichen Halbwertsbreite des Pulses ist größer als der charakteristische Wert, der bei einem nicht frequenzmodulierten Puls bestimmter Form leicht berechenbar ist und z. B. bei einer Gaußschen Pulsform 0,44 beträgt.

Eine negative Frequenzmodulation ist nicht so leicht zu erzeugen, da für diesen Zweck ein Material mit anomaler Dispersion durchlaufen werden müßte. Bei fast allen bekannten Fällen der anomalen Dispersion ist jedoch die gleichzeitige Absorption so stark, daß der durchlaufende Puls unzulässig stark abgeschwächt würde. E. B. Treacy hat jedoch in IEEE J. Quant. Electron. QE-5, 454-458, (1969) gezeigt, daß man mit einer Anordnung aus zwei optischen Beugungsgittern dieselbe Wirkung wie bei anomaler Dispersion erzielen kann, so daß man damit einem unmoduliert einfallenden Laserpuls eine lineare negative Frequenzmodulation aufzwingen kann. Noch wichtiger ist die Anwendung, daß bei einem positiv linear frequenzmodulierten Puls beim Durchlaufen einer solchen Einrichtung bei richtiger Einstellung die positive lineare Frequenzmodulation durch eine genau entgegen­ gesetzte negative vollkommen kompensiert werden kann, so daß am Ausgang ein zeitlich komprimierter, nicht mehr frequenzmodulierter Puls erscheint. Wegen dieser Verwendung wird die Einrichtung allgemein als Treacy-Kompressor bezeichnet.

Wie kürzlich von zwei Gruppen unabhängig gezeigt wurde, siehe D. E. Martinez, J.P. Gordon, R.L. Fork, "Negative Group-Velocity Dispersion Using Refraction," J. Opt. Am. Al, 1003 (1984) und ZS. Bor, B. Racz, "Group Velocity Dispersion in Prism and its Application to Pulse Compression and Travelling-Wave Excitation," Opt. Commun. 54, 165 (1985), läßt sich auch unter Verwendung von zwei Prismen ein solcher Pulskompressor aufbauen, was manchmal aus praktischen Gründen vorgezogen wird, wenn die Verwendung von Gittern, beispielsweise wegen der damit verbundenen Verluste oder der geringen Pulsbelastbarkeit, Schwierigkeiten macht. Jedoch ist das Prinzip in beiden Fällen genau das gleiche, so daß es genügt, sich im Verlauf der folgenden Erörterungen auf eine Variante, beispielsweise die mit optischen Gittern zu beschränken, wobei es dem Fachmann ein Leichtes ist, unter Verwendung der zitierten Literatur die am Beispiel von Gitteranordnungen gegebenen Lehren der Erfindung auf entsprechende Prismenanordnungen zu übertragen.

Die vorliegende Erfindung löst in erster Linie die Aufgabe, einen Pulskompressor zu schaffen, der einfacher und wirkungs­ voller ist als die bekannten Pulskompressoren und der mit nur einem einzigen ablenkenden dispersiven optischen Element, also insbesondere einem einzigen Beugungsgitter oder Prisma auskommt. Der erfindungsgemäße Pulskompressor ermöglicht außerdem zusätzlich zur Pulskompression die Erzeugung einer Wanderwelle längs eines bestimmten, in seiner räumlichen Lage vorgegebenen geraden linienförmigen Ziels ("Target"). Es solche Wanderwelle wird oft benötigt, um verstärkte Spontanemission in einem Lasermaterial an­ zuregen, sei es in einer Farbstofflösung, wo dann das Target in der Oberfläche der Farbstofflösung liegt, sei es um in einem heißen Plasma verstärkte Spontanemission im Röntgengebiet anzuregen, wo dann das Target auf der Oberfläche eines Festkörpers liegt, die von der Wanderwelle in heißes Plasma umgewandelt wird.

Die Erfindung ermöglicht es, die bei einer solchen Anwendung wichtigste Forderung zu erfüllen, nämlich eine genaue Synchronisation der Wanderwellengeschwindigkeit der anregenden Strahlung (Pumpstrahlung) längs des Targets mit der Fort­ pflanzungsgeschwindigkeit der zu verstärkenden Photonen in dem aktiven Medium des Targets einzuhalten.

Im folgenden werden Ausführungsbeispiele der Erfindung unter Bezugnahme auf die Zeichnungen näher erläutert. Es zeigen:

Fig. 1a eine Seitenansicht eines Beugungsgitters mit zuge­ hörigen Strahlengängen zur Erläuterung des der Erfindung zugrundeliegenden Prinzips;

Fig. 1b eine Fig. 1a entsprechende Darstellung eines Ausfüh­ rungsbeispiels der Erfindung zur Kompression eines positiv frequenzmodulierten Laserpulses;

Fig. 2 bis 4 Darstellungen weiterer Ausführungsbeispiele der Erfindung, und

Fig. 5 eine schematische Darstellung einer Anordnung zum Erzeugen von Laserstrahlungsimpulsen mit positiver Frequenzmodulation.

Zur Veranschaulichung des den erfindungsgemäßen Einrichtun­ gen zugrundeliegenden Prinzips und zur Herleitung der quantitativen Beziehungen ist in Fig. 1a ein Beugungsgit­ ter 10 gezeigt, auf das von rechts her unter einem Einfalls­ winkel α zur Gitternormalen ein Puls P* einfällt, der keine Frequenzmodulation aufweisen soll. Nach Beugung am Gitter bildet die mittlere Ausbreitungsrichtung des Pulses (genauer die ausschließlich entstehende eine Erste Beugungsordnung) mit der Gitternormalen einen Winkel β, der für die langwelligeren spektralen Komponenten des Pulses etwas größer, für die kurzwelligen Komponenten dagegen etwas kleiner als β ist. Erstere sind gestrichelt angedeutet, letztere durch durchgezogene Linien. Dement­ sprechend ist bei der Darstellung des einfallenden Pulses durch übereinandergelegte durchgezogene und gestrichelte Linien angedeutet, daß dieser Puls nicht frequenzmoduliert ist. Während die Pulsfront des einfallenden, nicht frequenz­ modulierten Pulses senkrecht auf der Fortpflanzungsrichtung steht, erhalten die Pulsfronten der verschiedenen spektralen Komponenten nach der Beugung am Gitter eine schiefe Lage zur Fortpflanzungsrichtung. Der Winkel γ zwischen der jetzt vorliegenden Pulsfront und einer Richtung senkrecht zur Fortpflanzungsrichtung ist gegeben durch

Darin bedeutet λ die Wellenlänge der betrachteten spektralen Komponente und dε/dλ die Winkeldispersion des Gitters, die gegeben ist durch

Die verschiedenen spektralen Komponenten haben einen Abstand Δ in der Richtung senkrecht zur Fortpflanzungsrichtung von

wo Δλ die Wellenlängendifferenz zwischen zwei betrachteten spektralen Komponenten ist, und l der Abstand vom Gitter, wie in Fig. 1 eingezeichnet. Dieser Abstand Δ der spektralen Komponenten führt zu einer räumlichen Trennung s der Pulsfron­ ten in Fortpflanzungsrichtung, gegeben durch

s = Δ tanγ. (4)

Durch Einsetzen von Δ aus Gl. (3) und tanγ aus Gl. (1) erhält man einen Ausdruck für s

aus dem sich die zeitliche Dispersion ableiten läßt als

wobei c die Vakuumlichtgeschwindigkeit ist.

Aus Fig. 1a und den Formeln ergibt sich, daß der Puls nach dem Gitter eine negative Frequenzmodulation aufweist und daß die Pulslänge linear mit dem Abstand l vom Gitter anwächst. Wie man sieht, wird also bereits durch ein einzelnes ablenkendes dispersives Element eine negative Frequenz­ modulation erzeugt, und das zweite dispersive Element, das in den früheren Anordnungen benutzt wurde, ist nur nötig, um die Pulsfront wieder senkrecht zur Fort­ pflanzungsrichtung zu stellen. Das heißt aber auch, daß es möglich ist, mit einem einzigen dispersiven Element eine positive Frequenzmodulation eines einfallenden Pulses zu kompensieren und den Puls damit zeitlich zu komprimieren. Die verbleibende schiefe Lage der Pulsfront bezüglich der Fortpflanzungsrichtung kann bei richtiger Dimensionierung dann gerade vorteilhaft zur Wanderwellenanregung eines Targets benutzt werden, wie im folgenden gezeigt wird.

Fig. 1b entspricht in der Geometrie der Fig. 1a, jedoch wird hier angenommen, daß ein positiv frequenzmodulierter Puls P von rechts unter dem Winkel α zur Gitternormalen einfällt. Mit zunehmendem Abstand des abgebeugten Pulses vom Gitter wird der Puls zunmehmend komprimiert und der Puls erreicht bei einer Position, die in Fig. 1b gepunktet eingezeichnet und als Target T bezeichnet ist, seine kürzeste Pulsdauer, da dort sämtliche spektralen Komponenten aufeinanderfallen. Bei noch weiterem Fortschreiten des Pulses ergibt sich dann eine zunehmende negative Frequenz­ modulation und dementsprechend wieder eine zunehmende Pulslänge. Dies gilt natürlich genau genommen nur für den zentralen Bereich mit der Breite B, durch den noch sämtliche spektralen Komponenten hindurchgehen, nicht dagegen für die Randbereiche, wo die äußeren spektralen Komponenten fehlen. Solange jedoch Δ « B und B größer oder gleich der anzuregenden Targetlänge ist, ist diese Einschränkung völlig unbedeutend. Wie man ebenfalls sieht, muß die Targetlinie parallel zum Gitter liegen, damit nach Gl. (6) die Laufzeit für alle spektralen Komponenten vom Gitter bis zum Target genau gleich, d.h. der Puls beim Passieren des Targets voll komprimiert ist.

Dadurch ergibt sich jedoch die Schwierigkeit, daß der maximale Verkippungswinkel der Pulsfront begrenzt ist, wie im folgenden gezeigt wird. Wie aus Fig. 2b zu ersehen ist, ist der maximale Laufstreckenunterschied D zwischen den beiden äußeren Rändern der Pulsfront gegeben durch

D = L sinα (7)

wo α der Einfallswinkel des Strahls auf dem Gitter ist und L die beleuchtete Breite des Gitters. Für das Folgende sei der Einfachheit halber angenommen, daß der Unterschied zwischen der beleuchteten Breite L des Gitters und der ausnutzbaren Breite B des gebeugten Pulses vernachlässigt werden kann und daß die Länge des Targets ebenfalls gleich L ist.

Wird nun durch die Wanderwelle auf dem Target eine verstärkte Spontanemission ausgelöst, die vom rechten zum linken Rand des Targets sich fortpflanzt, so ist die Transitzeit T_L der Photonen längs des Targets gegeben durch

T_L = η_L L/c (8)

worin η_L der Gruppengeschwindigkeitsindex des Targetmaterials bei der Wellenlänge der erzeugten verstärkten Spontanemission ist. Um nun exakte Synchronisation zwischen der über das Target hinstreichenden Wanderwellenanregung und den das Target entlanglaufenden Photonen der verstärkten Spontan­ emission zu erreichen, muß die Transitzeit T_L der Photonen und die Verzögerung D/c zwischen den beiden Rändern der Wanderwelle exakt gleich sein:

T_L = D/c (9)

Mit den Gleichungen (7) und (8) ergibt sich daraus:

sinα = η_L. (10)

Diese Gleichung hat im Reellen für Werte von η_L < 1 keine Lösung. Selbst für η_L=1 (z. B. für Röntgenstrahlen) ergibt sich α=90°, was einen Beugungswirkungsgrad null des Beugungsgitters bedeutet. Das bedeutet, daß für den Fall bester Pulskompression über die ganze Länge des Targets, das in diesem Falle also parallel zum Gitter verläuft, die Schiefstellung der Pulsfront nicht ausreicht für eine Wanderwellenanregung mit exakter Synchronisation.

Aus diesem Grunde wurden früher, siehe z. B. Zs. Bor, S. Szatmri, A. Müller, "Picosecond Pulse Shortening by Travelling Wave Amplified Spontaneous Emission", Appl. Phys. B 32, 101 (1983), Target und Gitter nicht parallel gestellt, sondern in einem Winkel zueinander, der zwar exakte Synchronisation ergab, jedoch eine vom Ort auf dem Target abhängige Vergrößerung der Pulsdauer. Unter der Annahme, daß der anregende Puls (Pumppuls) in der Mitte des Targets optimal komprimiert ist und für die mittlere Pulswellenlänge die Winkelbedingung für die Syn­ chronisation erfüllt ist, läßt sich zeigen, daß die zeitliche Verbreiterung Δt der Pulsdauer in den äußeren Bezirken des Targets ausgedrückt werden kann durch

wo ϕ der Winkel zwischen Gitter und Target ist.

Zwei numerische Beispiele für den Stand der Technik sollen die Bedeutung dieser Tatsache erhellen. Für die Anregung von verstärkter Spontanemission im Röntgengebiet ist η=1, dagegen im Sichtbaren, etwa für Farbstofflaserstrahlung, kann η=1,5 gesetzt werden. Die anderen Parameter, nämlich Gitterkonstante d, Winkel ϕ zwischen Gitter und Target und Einfallswinkel α werden so gewählt, daß sich optimale Kompression in der Mitte des Targets ergibt und perfekte Synchronisation zwischen der Wanderwelle des Pumppulses und dem erzeugten Puls von verstärkter Spontanemission jeweils für Mittenwellenlänge der Pulse. Wird die Wander­ welle durch einen KrF-Laserpuls bei 248 nm mit einer Bandbrei­ te von 1 nm und 500 fs (100 fs) unkomprimierter (komprimier­ ter) Pulsdauer erzeugt und ist die Targetlänge L=5 cm, so ergibt sich für den Röntgenstrahlpuls bei ϕ=47° und d = 1 µm sowie α=30° eine Pulsverbreiterung von 17 fs an den äußeren Rändern des Targets, wenn man perfekte Synchronisation und minimale Pulsbreiten (100 fs) in der Mitte des Targets annimmt. Dagegen ergibt sich im Sichtbaren für den gleichen Pumppuls und gleiche Targetlänge mit η=1,5 statt 1,0 und d = 2×10^-4 mm sowie α=80° und ϕ=30° als optimale Parameter für die Berechnung eine Pulsverbreiterung von 150 fs, also fast eine Größenordnung mehr als im ersten Beispiel. Diese beiden Beispiele zeigen die Bedeutung der durch die nichtparallele Orientierung von Gitter und Target erzeugten Pulsverbreiterung an den Rändern des Targets. Bei der Benutzung von Prismen ist die Situation noch komplizierter wegen der ortsabhängigen Pulsverbreiterung, die durch die Gruppengeschwindig­ keits-Dispersion des Materials der Prismen erzeugt wird, deren Dicke ja über den Strahlquerschnitt sich ändert, siehe z. B. Bor und Rcz, l. c.; J. Hebling, J. Klebniczki, P. Heszler, Zs. Bor, B. Rcz "Travelling-Wave Amplified Spontaneous Emission Excited in a Prismatic Geometry," Appl. Phys., B 48, 401 (1989) und J. Hebling, J. Kuhl, "Generation of Femtosecond Pulses by Travelling-Wave Amplified Spontaneous Emission," Opt. Lett. 14, 278 (1989).

Für die Überwindung dieses Nachteils des Standes der Technik gibt es mehrere Möglichkeiten, die im folgenden erläutert werden.

A. Benutzung einer Immersion: Eine Möglichkeit, den Winkel zwischen Pulsfront und der Senkrechten zur Fortpflanzungs­ richtung zu erhöhen, ist eine Vergrößerung des Absolutwertes von D. Dies kann durch die Einbettung des dispersiven Elements in ein Medium mit dem Brechungsindex η_p bzw. Gruppengeschwindigkeitsindex η_p (jeweils für die Mittenwellen­ länge des Pumppulses) geschehen, wie das in Fig. 2 gezeigt ist. Dadurch ergibt sich eine Vergrößerung von D um den Faktor η_p:

D = η_p L sinα. (12)

Dann ändert sich Gl. (10) zu

η_p sinα = η_L. (13)

Diese Gleichung kann leicht für η_L < 1 und α < 90° erfüllt werden, wenn η_p < n_L. Es läßt sich zeigen, daß jetzt für optimale Bedingungen der Winkel ϕ zwischen Target und Gitter sich bestimmen läßt aus der Gleichung

wo δ der Einfallswinkel des Pumpstrahls auf dem Target ist, und γ′ der Winkel zwischen Pulsfront 16 und Phasen­ front 18 am Ort des Targets.

Auch hierfür soll wieder ein numerisches Beispiel ange­ führt werden, wobei wieder die Daten des Pumppulses und die Targetlänge die gleichen wie im vorigen Beispiel sind und η_L=1,5. Befindet sich ein Gitter 10 (Fig. 2) von 4000 Strichen/mm im Kontakt mit einem Block 12 aus Quarzglas mit der Dicke l_o = 20 mm mit dem Brechungsindex η_p= 1,5 und einem Gruppengeschwindigkeitsindex η_p=1,6 sowie einer Gruppengeschwindigkeits-Dispersion dη_p/dλ=-2×10^-3 nm^-1 bei der Pumpwellenlänge, so ergibt sich für parallele Gitter-Target-Konfiguration (ϕ=o) und einen optimalen Einfallswinkel α=70° sowie einer Länge l=34 mm eine Pulsverbreiterung von ungefähr 80 fs an den äußeren Rändern des Targets. Wird jedoch das Target geneigt auf ϕ=16°, so ergibt sich für α=60° und l=40 mm eine Pulsverbreiterung von nur 0,5 fs. Wie man sieht, ist diese Maßnahme gut geeignet für große Targetlängen, da der Strahl durch den schrägen Einfall auf das Gitter erheblich verbreitert wird.

B. Vergrößerung der Schiefstellung der Pulsfront durch verkleinernde Abbildung: Eine andere Möglichkeit, um den Winkel γ am Target zu vergrößern, besteht darin, den Absolut­ wert von D unverändert zu lassen, aber die Breite L′ der Pulsfront auf dem Target und damit die Targetlänge gegenüber der Breite L des beleuchteten Bereichs des Gitters zu verkleinern. Da wegen

eine Verringerung der Strahlbreite eine Vergrößerung des Quotienten L/L′ ergibt, bedeutet dies eine stärkere Schief­ stellung der Pulsfront. Eine einfache Realisation dieses Gedankens ist die Verwendung einer Zylinderlinse 14, um den Strahl zwischen Gitter und Target konvergent zu machen, wie dies in Fig. 3 dargestellt ist. Die Zylinderlinse 14 ist also so orientiert, daß die beleuchtete Länge des Gitters bzw. des Targets im Vergleich zum Fall ohne Zylinder­ linse verkürzt wird. Mit fortschreitender Entfernung vom Gitter verringert sich dann nicht nur die Breite des Strahl­ bündels, sondern es wird auch die Pulsfront zunehmend stärker schiefgestellt wie bei F1, F2 bzw. F3 dargestellt ist. Diese Anordnung ist besonders einfach und gut geeignet, um kurze Targets mit einer Wanderwelle anzuregen. Jedoch ergibt sich ein gewisser Nachteil durch die Krümmung der Pulsfront vor dem Target, und es muß für die vorliegenden Bedingungen jeweils berechnet werden, ob sich dadurch eine zu starke Abweichung von der exakten Synchronisation ergibt.

Durch eine etwas aufwendigere, aber sehr viel flexiblere Anordnung kann dieser Nachteil völlig vermieden werden, indem nämlich die Strahlbreite durch die Anwendung einer optischen Abbildung im genau gewünschten Maß verringert wird, wie dies in Fig. 4 dargestellt ist.

Wie oben bereits anhand von Fig. 1b erläutert wurde, gibt es eine Ebene parallel zum Gitter, wo exakte Pulskompression vorhanden ist, jedoch unerwünschterweise eine nicht ausreichende Schiefstellung der Pulsfront, um eine exakte Synchronisation und damit eine optimale Wanderwellenanregung zu erreichen. Diese Ebene sei in Fig. 4 mit A bezeichnet. Wenn nun diese Ebene A durch ein ideales optisches System OS in eine Ebene Z verkleinert abgebildet wird, so kann der Winkel γ zwischen Pulsfront und Target in der Ebene Z auf einen nahezu beliebigen Wert eingestellt werden, da die optische Abbildung den Absolutwert von D nicht ändert. Ist die Verkleinerung M, so ergibt sich jetzt ein Winkel γ′ zwischen Pulsfront und Target, gegeben durch

tanγ′ = M tanγ (16)

wobei γ wieder der Winkel zwischen Pulsfront und der Ebene A ist. Der Einfachheit halber sei angenommen, daß der Strahl senkrecht zu den Ebenen A und Z und damit auch zum Gitter steht, also der Beugungswinkel β=0. In Fig. 4 ist in der Ebene A eine Aperturblende AS angeordnet, die den mittleren Teil des Strahls entsprechend dem Bereich B in Fig. 1b durchläßt, der noch alle spektralen Komponenten enthält. Wie in Fig. 1a und 1b sind auch hier wieder die unterschiedlichen spektralen Komponenten gestrichelt und durchgezogen eingezeichnet. Für exakte Synchronisation ergibt sich jetzt, wie leicht aus dem bisherigen abzuleiten ist

Ferner ergibt sich aus Gl. (1) und Gl. (2) mit β=0

Durch Vergleich der beiden letzten Gleichungen ergibt sich

Außerdem muß noch die Gittergleichung

d sinα = λ (20)

erfüllt werden. Der notwendige Wert von l kann aus Gl. (6) berechnet werden, wenn man die Winkeldispersion des Gitters benutzt und β=0 verwendet, durch

Damit lassen sich nun alle Parameter leicht bestimmen: Aus den Gleichungen (19) und (20) kann man für eine gegebene Pumpwellenlänge und für ein bestimmtes η_L einen passenden Wert für die Gitterkonstante d berechnen. Hierbei hat man noch die Freiheit, daß man d in weiten Grenzen frei bestimmen kann, wenn die Verkleinerung M und der Einfalls­ winkel α entsprechend gewählt werden. Der Wert von l für optimale Pulskompression kann aus der letzten Gleichung berechnet werden, wenn dT/dλ bekannt ist.

Auch hierfür soll wieder ein numerisches Beispiel gegeben werden, wobei wieder dieselben Werte für die Daten des Pumppulses benutzt werden wie in den früheren Beispielen. Soll ein vorhandenes Gitter mit 2442 Strichen/mm benutzt werden unter α=37,3° und β=0°, dann ergibt sich perfekte Pulskompression in der Ebene A, die den Abstand l=10,1 cm vom Gitter hat. Mit einer Verkleinerung M = 1,65 ergibt sich exakte Synchronisation für η_L=1 und mit M=2,48 eine ebensolche für η_L=1,5 in der Ebene Z. Wie man sieht, ist diese Anordnung ganz besonders flexibel und ermöglicht in praktisch allen denkbaren Fällen die erwünschte optimale Pulskompression und exakte Synchronisation.

Diese Flexibilität wird erreicht durch das optische System OS, das gut korrigiert sein muß gegen sphärische und chroma­ tische Aberration und damit auch automatisch gegen Pulsfront­ verzerrung, siehe z. B. S. Szatmri, G. Kühnle, "Pulse Front and Pulse Duration Distortion in Refractive Optics, and its Compensation," Opt. Commun. 69, 60 (1988), und Zs. Bor, "Distortion of Femtosecond Laser Pulses in Lenses," Opt. Lett. 14, 119 (1989). Man kann entweder Achromate oder insbesondere im Ultravioletten Reflexionsoptik verwenden. Ein solches optisches System kann nahezu verlustfrei ausge­ führt werden und verringert dadurch nicht den Gewinn an Wirkungsgrad gegenüber früheren Methoden der Pulskompression, wo zwei dispersive Elemente benutzt wurden, während hier nur ein einziges Element benötigt wird und damit die Verluste erheblich herabgesetzt werden. Überdies kann bei der zuletzt beschriebenen Anordnung der Einfallswinkel auf das dispersive Element optimal eingestellt werden, z. B. bei einem Gitter auf den sogenannten Blaze-Winkel oder bei einem Prisma auf den Brewster-Winkel. Eine weitere interessante Eigenschaft dieser Anordnung besteht darin, daß eine optimale Kompression des Pumppulses nur in den Ebenen A und Z vorliegt, während an anderen Punkten des Systems der Puls frequenzmoduliert und damit länger ist. Da längere Pulse mit einem besseren Wirkungsgrad zu verstärken sind, ist es z. B. gut möglich, den letzten Verstärker V für den Pumppuls zwischen der Ebene A und dem optischen System OS anzuordnen, wie in Fig. 4 gestrichelt dargestellt ist.

Fig. 5 zeigt beispielsweise eine Anordnung zum Erzeugen eines ultrakurzen Laserstrahlungsimpulses mit im wesentlichen linearer positiver Frequenzmodulation. Die Anordnung enthält einen KrF-Excimerlaser 50, der Laserstrahlungsimpulse 52 mit einer Wellenlänge von 248 nm, einer Bandbreite 1 nm und einer Dauer von 500 fs liefert, was bereits eine (i. a. positive) Frequenzmodulation bedeutet. Gewünschtenfalls kann der Modulationsgrad (Frequenzhub) noch durch ein oder mehrere zusätzliche dispersive optische Elemente vergrößert werden, z. B. durch eine im Strahlengang angeordne­ te Quarzplatte 54 geeigneter Dicke.

Durch die vorliegende Erfindung wird also einerseits die Möglichkeit geschaffen, einen Laserstrahlungsimpuls mit positiver Frequenzmodulation zeitlich zu verkürzen (zu komprimieren) oder mit einem positiv frequenzmodulierten oder nicht frequenzmodulierten Laserstrahlungsimpuls eine Wanderwellenanregung eines langgestreckten Targets unter gleichzeitiger Verkürzung der Impulsdauer zu erreichen. Die Einrichtung gemäß der Erfindung erzeugt also eine negative Frequenzmodulation, die zur Kompensation einer positiven Frequenzmodulation und damit zur Verringerung der zeitlichen Halbwertsbreite und damit der Dauer von Laserstrahlungsimpulsen verwendet werden kann. Die vorliegende Einrichtung eignet sich besonders für ultrakurze Laserstrah­ lungsimpulse, d. h. Impulse mit einer zeitlichen Halbwerts­ breite im Picosekundenbereich und darunter.

Wie bereits früher erwähnt, sollten die hier besprochenen Anordnungen im wesentlichen als Beispiele dafür dienen, wie die Einrichtungen zur Pulskompression und die Einrich­ tungen gleichzeitigen exakt synchronisierten Wanderwellen­ anregung mit einem einzigen dispersiven Element arbeiten. Anhand der hier vorgeführten Beispiele kann der Fachmann selbstverständlich leicht weitere Varianten angeben, ohne den Rahmen der Erfindung zu überschreiten. Beispielsweise kann bei Fig. 3 die Zylinderlinse auch im Strahlengang hinter dem Gitter angeordnet werden oder man kann die gewünschte Konvergenz des Strahlenganges in der das Target enthaltenden Ebene auch durch ein konkav gekrümmtes Beugungs­ gitter erzeugen.

Claims (8)

1. Einrichtung zum zeitlichen Komprimieren eines optischen Pulses, dessen Frequenz während der Impulsdauer ansteigt, mittels einer ablenkenden dispersiven optischen Anordnung, der der zu komprimierende Puls längs eines Eingangsstrahlen­ ganges als Eingangspuls zugeführt ist und die einen zeitlich komprimierten Puls am Ort eines länglichen Targets erzeugt, der sich in einem Ausgangsstrahlengang der optischen Anordnung befindet, dadurch gekennzeichnet, daß die optische Anordnung zwischen dem Eingangsstrahlengang und dem Target nur ein einziges Beugungsgitter (10) oder Prisma enthält, das eine Austrittsfläche aufweist, an der der Ausgangsstrahlengang beginnt, und daß das Target parallel zur Austrittsfläche an einer Stelle im Ausgangsstrahlengang angeordnet ist, an der der sich längs des Ausgangsstrahlenganges ausbreitende Puls im wesentlichen alle Frequenzkomponenten enthält und seine kürzeste Dauer hat.

2. Einrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß zur Vergrößerung der Schiefstellung der Front des komprimierten Pulses, insbesondere zur Wanderwellenanregung des Targets, ein Immersionsmedium (12, Fig. 2) mit höherem Brechungsindex angrenzend an die Austrittsfläche angeordnet ist.

3. Einrichtung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das Immersionsmedium eine planparallele Platte ist.

4. Einrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß zur Vergrößerung der Schiefstellung der Front des komprimierten Pulses, insbesondere zur Wanderwellenanregung des Targets, im Weg des Pulses eine Zylinderlinse (14) angeordnet ist, welche den Ausgangsstrahlengang in der das Target enthaltenden Ebene konvergent macht (Fig. 3).

5. Einrichtung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß die Zylinderlinse (14) im Eingangsstrahlengang angeordnet ist.

6. Einrichtung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß zur Vergrößerung der Schiefstellung der Front des komprimierten Pulses, insbesondere zur Wanderwellenanregung des Targets, ein verkleinernd abbildendes optisches System (OS) im Ausgangsstrahlengang zwischen der Austritts­ fläche und dem Ort des Targets angeordnet ist.

7. Einrichtung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß zwischen der Austrittsfläche und dem optischen System (DS) eine Aperturblende (AS) angeordnet ist.

8. Einrichtung nach Anspruch 6 oder 7, dadurch gekennzeichnet, daß im Ausgangsstrahlengang vor dem optischen System ein Laserverstärker (V) angeordnet ist.