Femtosekundenlaser. Einführung in die Technologie der ultrakurzen Lichtimpulse. Bearbeitet von Klemens Jesse

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1 Femtosekundenlaser Einführung in die Technologie der ultrakurzen Lichtimpulse Bearbeitet von Klemens Jesse 1. Auflage Taschenbuch. x, 266 S. Paperback ISBN Format (B x L): 15,6 x 23,4 cm Gewicht: 870 g Weitere Fachgebiete > Physik, Astronomie > Elektrodynakmik, Optik > Quantenoptik, Nichtlineare Optik, Laserphysik Zu Inhaltsverzeichnis schnell und portofrei erhältlich bei Die Online-Fachbuchhandlung beck-shop.de ist spezialisiert auf Fachbücher, insbesondere Recht, Steuern und Wirtschaft. Im Sortiment finden Sie alle Medien (Bücher, Zeitschriften, CDs, ebooks, etc.) aller Verlage. Ergänzt wird das Programm durch Services wie Neuerscheinungsdienst oder Zusammenstellungen von Büchern zu Sonderpreisen. Der Shop führt mehr als 8 Millionen Produkte.

2 5 Ultrakurzzeitlasertypen Der erste Laser blitzte am 15. Mai 1960 in einem Labor der Hughes Aircraft Corporation auf. Die Konstruktion aus einem Rubinstab als Lasermedium und einer ihn umgebenden gewendelten Blitzröhre als Pumpquelle stammte von Theodore Maiman. Die Enden des Rubinstabs waren mit Spiegeln, einer davon halbdurchlässig, versehen. Die heutige Laserforschung kann auf eine Vielzahl von Lasertypen mit unterschiedlichsten Eigenschaften und Fähigkeiten für eine Vielzahl von Anwendungen zurückgreifen. Eine besondere Eigenschaft des Laserlichts ist die Tatsache, dass mit dem Laser ultrakurze Lichtpulse erzeugt werden können, und zwar mit Dauern im Femtosekunden-, ja sogar im Attosekundenbereich. Mit der Femtosekundenoptik lassen sich Abläufe atomarer oder biologischer Vorgänge stroboskopartig verfolgen. Enorme Pulsleistungen von einigen Terawatt stehen bereits zur Verfügung. Eine einfache Abschätzung demonstriert die Wirksamkeit dieser Pulse. Die Intensität eines 10 fs Pulses mit einer Pulsenergie von 1 mj beträgt im Fokus (10 µm Durchmesser) etwa W/cm 2. Im Vergleich hierzu kann eine Herdplatte schon mit 10 W/cm 2 zum Glühen gebracht werden, und die Sonne liefert auf der Erdoberfläche nur 0.1 W/cm 2. Erfolge in der Pulsverkürzung führten dazu, dass Pulsdauern auch unterhalb einer Femtosekunde erzielt werden können. Damit beginnt ein neues Zeitalter für den Physiker: die Attophysik. Dem Wiener Physiker und Wittgenstein-Preisträger Ferenc Krausz gelang es erstmalig, mit Hilfe ultrakurzer Laserblitze das Verhalten von Elektronen in der A- tomhülle direkt zu beobachten und zu fotografieren. Für ihre Untersuchungen benutzten die Forscher nur 900 Attosekunden kurze Pulse. In der Zeitschrift Nature berichteten sie über die ersten Anwendungen ihrer kurzen Pulse [62]. Ein erster Röntgenpuls von der Dauer unter einer Femtosekunde schlug aus den inneren Atomschalen eines Edelgases (Krypton) ein Elektron heraus, so dass kurzfristig ein Loch entstand, das durch ein nachrückendes Elektron aus der äußeren Schale gefüllt wurde. Um diesen Vorgang zeitlich zu verfolgen, schickten sie kurz nach dem ersten Röntgenpuls einen zweiten, etwas längeren Blitz sichtbaren Lichts. Die Röntgenlaser befinden sich heutzutage noch im Entwicklungsstadium, und ein kommerzieller Lasertyp, der kohärente Strahlung im XUV- und Röntgenbereich liefert, wird erst in Jahren folgen. Der Vorstoß in den neuen Zeit-

3 64 5 Ultrakurzzeitlasertypen bereich ist revolutionär zu nennen. Eine Femtosekunde verhält sich nämlich im Vergleich zu einer Sekunde in etwa so wie fünf Minuten im Vergleich zum Alter des Universums. Eine Femtosekunde sind 1000 Attosekunden. Bisher waren der weiche Röntgen- und Vakuum-Ultraviolettbereich die unangefochtenen Domänen der Synchrotonstrahlung oder neuartiger Laserquellen wie dem Freie-Elektronen-Laser (FEL). Das nächste angepeilte Ziel der Laseringenieure wird die Erweiterung des Spektralbereichs und der Bau eines Röntgenlasers sein. Es muss über Konzepte für einen solchen Lasertyp, die Erzeugung sehr hoher Harmonischer, oder laserbasierte, kurzwellige Plasmaquellen für industrielle Anwendungen zur Halbleiterherstellung nachgedacht werden. Auch die Röntgenoptik (diffraktive Optiken, Multilayer-Optiken), die Strahlcharakterisierung und die Detektortechnologie kurzwelliger Strahlung müssen weiterentwickelt werden. Seit 1972 entwickelten Forscher Lasergeräte mit ultrakurzen Pulsen, die bald auch in den Femtosekundenbereich vorstießen. Diese kurzen Pulse können genutzt werden, um schnelle chemische Vorgänge wie eine Art Licht-Stroboskop in Einzelbilder zu zerlegen (Femtochemie). Der Titan- Saphir-Laser arbeitet im Infraroten bzw. sichtbarroten Spektralbereich und hat sich bisher in den Labors durchgesetzt, so dass auch einzelne Molekülschwingungen mit einer Dauer zwischen 10 und 100 fs sichtbar gemacht werden konnten. Neben den Festkörperlasern gibt es außerdem Gas-, Halbleiter-, chemische und Farbstofflaser, die monochromatisches Licht sehr hoher Energiedichte bzw. extrem kurze Lichtimpulse liefern. Für Femtosekundenlaser kommen wegen des Modenkoppelprozesses aber nur Materialien mit einer bestimmten Energiebandbreite und speziellen Lebensdauern der angeregten Energieniveaus in Frage. Im Folgenden werden wir auf die wichtigsten Femtosekundenlaserarten, die jetzt zur Verfügung stehen, eingehen. Die Meilensteine des Lasers sind in folgender Tabelle chronologisch aufgelistet Theoretische Grundlagen der stimulierten Emission 1928 Experimenteller Nachweis der stimulierten Emission 1950 Experimenteller Nachweis der Besetzungsinversion 1950 Vorschlag zur Verstärkung durch Besetzungsinversion 1954 Erster NH 3 -Gasstrahlmaser 1957 Erster Festkörpermaser 1957 Vorschlag zur Verstärkung im optischen Bereich 1957 Vorschlag zur Entwicklung eines Gaslasers 1959 Vorschlag zur Entwicklung eines Halbleiterlasers 1960 Erster Festkörperlaser (Rubin-Laser) 1961 Beginn der nichtlinearen Optik 1961 Erster Halbleiterlaser: Injektionslaser

4 5.1 Festkörperlaser CO 2 -Laser (mittleres Infrarot) 1964 Neodym-YAG-Laser (nahes Infrarot) 1964 Erster Farbzentrenlaser 1964 Erster Farbstofflaser 1969 Beginn der Optoelektronik 1970 Halbleiterlaser: kontinuierlicher Betrieb bei Raumtemperatur 1970 Erster Laser mit verteilter Rückkopplung (DFB) 1975 Edelgashalogen-Excimerlaser 1975 Erster Freie-Elektron-Laser (FEL) 1984 Erster Solitonlaser 1985 Röntgenlaser (soft x-ray -Amplifier bei 15 nm) 1985 Verstärkerkonzept für Femtosekunden-Pulse in Festkörpermaterialien (CPA chirped pulse amplification) 1985 Erzeugung und Nachweis von Squeezed States 1985 Abstimmbare, in der Dauer veränderliche ultrakurze Pulse von einem nichtlinearen Kontinuum in einer optischen Faser 1986 Erster Sub-100-fs-Farbstofflaser in Großbritannien 1986 Erzeugung von 6-Femtosekunden-Laserpulsen 1986 Erster CPM-Ringlaser mit einer anderen Kombination als Rhodamin 6G und DODC 1987 Soliton-Ramanlaser 1987 Experimentelle und theoretische Demonstration der Unterdrückung des Soliton Selbstfrequenzshifts 1988 Blauer CPM-Laser (bei 497 nm mit Seedpulsen für einen KrF Excimerlaserverstärker) 1988 Erster Laser ohne Besetzungsinversion 1989 Neue Femtosekunden Farbstofflaser, die im Blau-Grünen bis NIR arbeiten 1989 Erster Femtosekunden-Titan-Saphir-Laser 1990 Entdeckung der Technik moving mirror mode-locking 1991 Halbleiterlaser mit blauer Emission 1991 Direkte Erzeugung von Femtosekunden-Pulsen in Festkörpermaterialien 1991 Sub-100 fs Pulse von Cr:LiSAF mit 33 fs Rekord 1991 Modengekoppelter Ti:Saphir Laser, der im Resonator MQW als sättigbaren Absorber benutzt 1993 Ultraschneller cw-modengekoppelter Cr:YAG-Laser 1994 Scheibenlaserkonzept 1997 Table top terawatt Laser 1999 Nobelpreis für Ahmed Zewail für Errungenschaften auf dem neuen Gebiet Femtochemie 2002 Beginn der Attophysik

5 66 5 Ultrakurzzeitlasertypen 5.1 Festkörperlaser Eine neue Generation von Ultrakurzpulslasern mit stabilen, reproduzierbaren und verlässlichen Pulsen ist durch die Nutzung neuer Festkörpermaterialien und Modenkopplungstechniken entstanden. Die ersten passiv modengekoppelten Laser waren Festkörperlaser mit einem Farbstoff als sättigbarem Absorber, die Ende der 60er Jahre bereits Pikosekundenpulse emittierten. Eine weitere Verkürzung der Pulse scheiterte an der endlichen Relaxationszeit von verfügbaren Absorbern. Ist die Pulsdauer kürzer als die Absorber-Relaxationszeit (einige ps), kann nur die Vorderflanke des Pulses effektiv geformt werden. Mit Farbstoffen als aktives Medium, wie sie Anfang der 70er Jahre Verwendung fanden, konnte das Problem gelöst werden: der Puls sättigt nicht nur den Absorber, sondern auch die Verstärkung. Der schnelle Abbau der Inversion im Verstärker bestimmt die Hinterflanke des Pulses. Während Festkörperlaser auf den schnellen Absorber für die Pulsformung angewiesen sind, spielt die Relaxationszeit des Absorbers im modengekoppelten Farbstofflaser keine Rolle mehr. Bis Ende der 80er Jahre bildete der Farbstofflaser die Voraussetzung für die Erzeugung von Femtosekundenpulsen Der Titan-Saphir-Laser In einem modengekoppelten Titan-Saphir-Laser erzeugt man Pikosekunden- und/oder Femtosekundenpulse durch Kerr Lens Modelocking (KLM) (Abb. 5.1). Abb. 5.1 Funktionsweise eines Kerr-Lens-Modulators: durch Selbstfokussierung erleiden Strahlen hoher Intensität beim Passieren einer Apertur einen geringeren Verlust als Strahlen mit niedriger Intensität. Der Modulator verhält sich wie ein schneller sättigbarer Absorber

6 5.1 Festkörperlaser 67 Wegen seiner einzigartigen spektroskopischen und thermischen Eigenschaften des Materials Ti:Saphir ist der Titan-Saphir-Laser die bisher erfolgreichste Realisierung eines Festkörper-Femtosekundenlasers. Anfang der 90er Jahre ist eine Reihe neuer breitbandiger Festkörperlasermaterialien als Grundlage für einen Femtosekundenlaser entwickelt worden. Gemäß ihrer quasi-instantanen Antwort der nichtresonanten Kerrnichtlinearitäten, ist die durch Selbstfokussierung induzierte Amplitudenmodulation in der Lage, die ultraschnelle sättigbare Absorberaktion zu simulieren und die Pulsbildung bis in den Femtosekundenbereich in Festkörperlasern zu erlauben, die ansonsten relativ lange Verstärkerrelaxationszeiten besitzen. Erst die Verfügbarkeit eines schnellen Absorbers aufgrund der Kerr- Nichtlinearität brachte den Durchbruch bei den gepulsten Festkörperlasern. Der Kerreffekt modifiziert die Brechzahl transparenter optischer Medien und erzeugt einen chirp. Spence gelang es 1991 zum ersten Mal, mit einem passiv modengekoppelten Ti:Saphir-Resonator in den Sub-100-fs-Pulsbetrieb vorzustoßen [63]. Diese Konstruktion wurde bald für kommerzielle Produkte übernommen. Um die Dispersion des 20 mm dicken Kristalls zu kompensieren, verwendete Spence Prismen aus sehr hochbrechendem SF14-Glas. Die Verwendung anderer Prismenmaterialien wie LaFN28 ermöglichte eine weitere Verkürzung der Pulse auf 32 fs. Noch kürzere Pulse erreichte man mit höher dotierten und damit dünneren Ti:Saphir- Kristallen. Kristallängen unterhalb von 2 mm sind bereits die Voraussetzung für KLM. Mit Prismen aus synthetischem Quarz kann die Gesamt-GVD negativ und die Beiträge zur Dispersion höherer Ordnung minimal gehalten werden. Verschiedene Theorien für die Pulsformung im KLM-Resonator stammen u.a. von Brabec, J. Herrmann und Haus [64]. Ein verallgemeinerter ABCD-Matrix-Formalismus kann entwickelt werden, um der Selbstfokussierung im Kristall wie auch dem Wechselspiel zwischen dem transversalen Verstärkungsprofil und der transversalen Intensitätsverteilung des Pulses Rechnung zu tragen. Mit dem Übergang zur Beschreibung durch eine Differenzialgleichung wird die Diskretisierung der Wirkung von Selbstphasenmodulation, Selbstfokussierung, Dispersion, Verstärkung und Verlusten zugunsten einer Kontinuumsapproximation vernachlässigt. Für eine analytische Bestimmung der Pulsdauer und des Chirpparameters müssen alle Resonator- und Pumpparameter bekannt sein. Praktisch aber gibt es Probleme bei einer genauen Angabe der Gesamt-GVD des Resonators oder der Fokussierungsparameter von Resonator- und Pumpstrahl. Die analytische Theorie liefert den sech 2 -Intensitätsverlauf des Pulses, der durch die zeitliche Halbwertsbreite des Pulses eindeutig bestimmt ist, und den zu erwartenden Chirp-Parameter, womit auch das Spektrum festgelegt ist. Das Experiment kann mit diesem Wertepaar auf Konsistenz überprüft

7 68 5 Ultrakurzzeitlasertypen werden. Die experimentellen Ergebnisse zeigen außerdem, dass die GVD bei Pulsdauern unterhalb 20 fs nicht allein maßgeblich ist, sondern dass höhere Ordnungen der Dispersion berücksichtigt werden müssen und dass Spektren wie Pulsverläufe von der erwarteten sech 2 -Form abweichen. Die Funktion des Kerr-Lens-Modulators ist einfach: durch Selbstfokussierung erleiden Strahlen hoher Intensität beim Durchgang durch eine Apertur einen geringeren Verlust als Strahlen mit niedriger Intensität. Der Modulator verhält sich wie der ideale schnelle sättigbare Absorber. Die Pulsdauern, die sich mit der Wirkung von Selbstamplitudenmodulation allein erreichen ließen, waren jedoch noch weit von dem entfernt, was aufgrund der enormen Verstärkungsbandbreite von Ti:Saphir möglich sein sollte. Die Dispersion der Gruppengeschwindigkeit stand der Pulsverkürzung im Femtosekundenbereich entgegen. Das Gleichgewicht zwischen beiden Vorgängen stellte sich bei Pulsdauern von wenigen Pikosekunden ein. Außerdem wiesen die aus dem Resonator ausgekoppelten Pulse einen starken chirp auf. Erst mit einer Resonator-internen Dispersionskompensation konnte eine leicht negative GVD und damit Pulse im Sub-100 fs-bereich und das nahezu chirpfrei erreicht werden. Die stationäre Pulsdauer ist annäherend durch den Ausdruck t P = D /(φw) gegeben. Dabei ist D die negative Nettogruppenverzögerungsdispersion, φ ein Maß für die Selbstphasenmodulation und W die Pulsenergie. Mit quarzprismen-kompensierten Titan-Saphir-Lasern konnte man erstmals Pulse von 10 fs Dauer erzeugen, die neuerdings auf unter 5 fs komprimiert werden konnten. Die kommerziell ausgelegten Titan-Saphir-Laser werden mit einem Argionionen-Laser oder einem frequenzverdoppelten Nd:YAG-Laser gepumpt und besitzen Pulsdauern von typischerweise 100 fs. Der Pulsformungsprozess im Titan- Saphir-Laser kann mit der Solitonenerzeugung in einer Glasfaser verglichen werden, da es hier einen Wellenlängenbereich (λ > 1300 nm) gibt, in dem anomale Dispersion vorliegt, also die GVD negativ ist. An der Vorder- bzw. Hinterflanke des Pulses wird Licht bei höheren bzw. niedrigeren Frequenzen als der Trägerfrequenz erzeugt, was zu einer spektralen Verbreiterung führt. In der Pulsmitte entspricht der Phasenverlauf einem Up- Chirp, der durch die negative GVD der Glasfaser wieder kompensiert wird und sogar eine Kompression des Pulses hervorruft. Die Bandbreite der im Resonator benutzten dielektrischen Spiegel kann sich limitierend auf die Pulsdauer auswirken. Die Einführung effektiver Kompensationstechninken beseitigt die störende Gruppengeschwindigkeitsdispersion höherer Ordnung z.t. und liefert wesentlich kürzere Pulse. Der Rekord lag 1999 bei 4.5 fs. Will man Pulse weit unterhalb 100 fs verkürzen, muss die Reflexion der Laserstrahlung an den aufeinanderfolgenden dielektrischen Schichten der Resonatorspiegel berücksichtigt werden. Solche dispersiven Spiegel,

8 5.1 Festkörperlaser 69 die in der Literatur als chirped mirrors aufgeführt werden, weisen eine bis zu 50 % größere Bandbreite und eine wohldefinierte Dispersion auf, so dass sie sich nicht nur für die Rückkopplung sondern auch für die Kompensation der Dispersion eignen. Diese Art Spiegel wurde erstmals vom Research Institute for Solid State Physics in Budapest und der Technischen Universität Wien entwickelt und zur Dispersionskontrolle in einem Laseroszillator eingesetzt. Die dispersiven Spiegel bestehen aus bis zu 50 Schichten, wobei die oberen Schichten für die hohen Frequenzen und die unteren für die niedrigeren hochreflektierend sind. Die unterschiedliche Reflexion der einzelnen Frequenzkomponenten im Pulsspektrum sorgt für Laufzeitunterschiede, die einer negativen GVD entspricht. Bei jedem Umlauf werden 7 bis 8 Reflexionen für eine kompensierende GVD benötigt. Mit unterschiedlichen Dispersionswerten gelang es, Pulsdauern von 8 fs zu erzielen. Im Unterschied zum prismen-kompensierten Titan-Saphir-Laser (Abb. 5.2) ist das zeitliche Bandbreiteprodukt mit einem Wert von 0.38 nahe am theoretischen Grenzwert von 0.32, was für eine hohe Pulsqualität spricht. Abb. 5.2 Aufbau eines Titan-Saphir-Lasers Dispersion höherer Ordnung ist demnach bei einer solchen Laserkonfiguration zu vernachlässigen. Eine vollständige Theorie des KLM-Lasers, die Herrmann und Kalosha 1997 vorstellten, berücksichtigt zusätzliche Effekte wie das Sättigungsverhalten der Selbstamplitudenmodulation bei hohen Intensitäten, die zeitliche Variation des transversalen Intensitätsprofils beim Durchgang des Pulses durch die Blende und die damit verbundene zeitabhängige Transmission der Blende, den Astigmatismus des Resonatorstrahlenbündels, den genauen spektralen Verlauf der Verstärkung und die Beiträge höherer Ordnung zur Dispersion (TOD, FOD) [65]. Der Gleichgewichtszustand des modengekoppelten Lasers wird in dem Modell ermittelt, indem die Entwicklung eines zufällig gewählten Startimpulses, der einer Rauschspitze im freilaufenden Laser entspricht, über 500 (nume-

9 70 5 Ultrakurzzeitlasertypen rische) Resonatorumläufe hinweg verfolgt wird, bis die Veränderung des Pulses innerhalb von 0.5 % konstant bleibt. Die theoretische Annahme einer großen Selbstamplitudenmodulation erlaubt Pulsdauern um 10 fs nur bei kleinen Pumpraten und bei einem Betrieb des Lasers knapp über der Laserschwelle, was im Widerspruch zum Experiment steht, so dass von einer schwachen Selbstamplitudenmodulation (SAM) ausgegangen werden muss. Eine schwache SAM zeigt ein Minimum in der Pulsdauer für Pumpraten bei etwa 200 % oberhalb der Laserschwelle. Anhand von Stabilitätsrechnungen kann man die Parameter berechnen, die für einen stabilen Pulsbetrieb und die Erzeugung von Pulsen um die 10 fs entscheidend sind. Um die kürzestmöglichen Pulsdauern zu ermöglichen, müssen alle dispersiven Beiträge im Resonator gering gehalten werden. In typischen Experimenten verwendet man daher Ti:Saphir-Kristall von 1.6 mm bzw. 1.9 mm Dicke. Die Dotierung mit Titan beträgt etwa 0.3 %, damit genügend Pumplicht absorbiert wird. Geht man von einem Absorptionskoeffizienten von 6.2 cm -1 aus (bei nm Pumpwellenlänge eines Argonionenlasers), so werden etwa 70 % des Pumplichts absorbiert. Zur Reduzierung von Reflexionsverlusten an den Kristalloberflächen, wird der Kristall unter dem Brewsterwinkel in den Resonator eingesetzt, wobei die optische Achse in der Einfallsebene liegt. Die geometrische Weglänge beträgt dann das fache der Kristalldicke. Eine starke Fokussierung des Resonatorstrahls ist Bedingung für eine ausreichende Selbstphasen- und Selbstamplitudenmodulation, da die Wechselwirkungslänge im dünnen Kristall klein ist. Dies wird in einer Faltspiegelanordnung ( off axis ) erreicht, damit die chromatische Aberration und Dispersionseffekte nicht ins Gewicht fallen. Die Fokussierung wird astigmatisch, da die Brennweiten der Spiegel in den Richtungen senkrecht (sagittal) und parallel (tangential) zur Resonatorebene unterschiedlich sind. Der Kristall befindet sich im Brewsterwinkel innerhalb des Resonators, so dass die beiden optischen Weglängen durch den Kristall ebenfalls unterschiedlich sind. Ein bestimmter Faltwinkel sorgt dafür, dass Astigmatismus nur für die Fokussierspiegel, aber nicht den übrigen Resonator besteht (Kogelnik). Für die Stabilität des Resonators ist die Summe der Abstände (d = d 1 + d 2 ) der Fokussierspiegel von der Kristallmitte wichtig. Der Minimalwert von d ergibt sich für eine konfokale Anordnung der Spiegel. Dabei muss der vergrößerte optische Weg durch den Kristall berücksichtigt werden. Der maximale Wert von d und damit die obere Grenze der Stabilität lässt sich für einen Fabry-Perot-Resonator (FP) mit dem ABCD-Formalismus abschätzen. Dabei wird von einer Wiederholrate von 100 MHz und einer Resonatorlänge von 1.5 m ausgegangen. In einem unsymmetrischen FP-Resonator gibt es eine große Stabilitätslücke, während sie in einem symmetrischen Resonator verschwindet. Ein Ringresonator hat einen Umfang von etwa 2 m und eine Wiederholrate

10 5.1 Festkörperlaser 71 von 150 MHz. Hier weist der Stabilitätsbereich keine Lücke mehr auf. Bei dieser Betrachtung wurde jedoch von einem cw-betrieb ausgegangen, der effektive Laserbetrieb hingegen hängt von der Selbstphasenmodulation und Selbstfokussierung im Kristall ab. Dafür muss der Kristall in der Mitte zwischen den Fokussierspiegeln angeordnet und ein optimaler Überlapp zwischen dem Resonatormode und dem gepumpten Volumen gewährleistet sein. Praktisch hat sich für die Fokussierung des Pumpstrahls eine Linse der Brennweite f = 50 mm bewährt. Die Selbstfokussierung lässt sich durch eine Modifizierung der Matrix berücksichtigen. Die Ergebnisse zeigen, dass der Strahl über den gesamten Bereich, in dem d eingestellt werden kann, kreisrund und nicht astigmatisch ist. Außerdem tritt eine Lücke im Stabilitätsbereich des FP-Resonators auf. Der Ringresonator dagegen weist nur einen breiteren, zusammenhängenden Stabilitätsbereich auf. In der Nähe der Stabilitätslücke neigt der Laseroszillator dazu, in den modengekoppelten Betrieb überzugehen, da mit steigender Intensität die Selbstfokussierung im Kristall begünstigt wird. Die Stabilität des modengekoppelten Betriebs ist am größten, wenn durch Selbsfokussierung der Resonator vom instabilen cw-zustand in den stabilen modengekoppelten übergeht. Am Ende des kurzen Arms des FP-Resonators nahe der unteren Grenze der Stabilitätslücke sollte eine Blende sitzen, um den cw-betrieb zu unterdrücken und einen Pulsbetrieb zu ermöglichen. Für den Ringresonator lässt sich die Blendenposition nicht so leicht ermitteln, da der Strahldurchmesser am Auskoppelspiegel nicht reduziert ist. Im Ringresonator kommt man ohne Blende aus, da allein die Wirkung der Gewinnführung im Verstärkermedium für die Modenkopplung ausschlaggebend ist. Der Start der Modenkopplung erfolgt beim Ti:Saphir-Laser aus der unteren Grenze der Stabilitätslücke für cw-betrieb. Eine Fluktuationsspitze bildet sich aus dem Rauschspektrum heraus, wird mit jedem Umlauf an Vorderund Hinterflanke geformt, bis sich ein stabiler Puls herausbildet. Ist der Laser erst einmal im modengekoppelten Betrieb, so lässt sich die Breite des Spektrums bzw. die Pulsdauer durch langsames Verschieben der Brewster-prismen einstellen. Der Glasweg im Resonator wird mit dem Hereinschieben der Prismen in den Strahl größer und der Betrag der Netto- GVD im Resonator geringer. Gleichgewicht wird mit minimaler Pulsdauer erreicht. Die technische Spezifikation eines solchen KLM-Systems sei hier noch erwähnt. Die Zentralwellenlänge der Pulse beträgt 790 nm, die Pulsdauer etwa fs, die cw-ausgangsleistung 300 mw, die Ausgangsleistung modengekoppelt mw, der Auskoppelgrad 10 % bei einer Kristalldicke von 1.9 mm, Wiederholrate von 90 MHz, Prismen aus synthetischem Quarz, Prismenabstand von 38 cm, Länge des kurzen Resonatorarms von 70 cm, Länge des dispersiven Resonatorarms von 90 cm, Brennweite der Fokussierspiegel von 25 mm, Absorption des Pumplichts

11 72 5 Ultrakurzzeitlasertypen von 70 %, Faltwinkel zum langen Arm von 9 o, Faltwinkel zum kurzen Arm von 18 o und einem Ar + -Laser als Pumpquelle (5 W, alle Linien grün, nm). Die TOD lässt sich im KLM-Resonator nur beim Betrieb des Lasers bei einer Zentralwellenlänge von 850 nm und durch die Verwendung von Quarzprismen unterdrücken. Da hierbei ein großer Teil des Pulsspektrums sich weit weg vom Verstärkungsmaximum befindet, spielt die Dispersion der Verstärkung eine Rolle. Mit speziellen dispersiven Spiegeln lässt sich, wie bereits beschrieben, TOD auch bei einer Pulswellenlänge von 790 nm kompensieren. Die Einflussmöglichkeiten auf das Spektrum des Lasers sind im Spiegel-kontrollierten Resonator begrenzt, da im Vergleich zum Prismen-kontrollierten Resonator der Strahl nicht räumlich dispergiert bzw. eingeengt ist und das Laserspektrum nicht mit Hilfe einer Blende beeinflusst werden kann. Die technischen Daten des Spiegelkontrollierten FP-Resonators seien ebenfalls aufgelistet. Die Zentralwellenlänge der Pulse beträgt bei dieser Art von Resonatoren 790 nm, die Pulsdauer etwa fs, die cw-ausgangsleistung 250 mw, die Ausgangsleistung modengekoppelt mw, Auskoppelgrad 5 % bei einer Kristalldicke von 1.9 mm, Wiederholrate von 105 MHz, GVD- Kompensation mit 6 bis 11 Reflexionen an dispersiven Spiegeln, Länge des kurzen Resonatorarms von 45 cm, Länge des dispersiven Resonatorarms von 90 cm, Brennweite der Fokussierspiegel von 25 mm, Absorption des Pumplichts von 70 %, Faltwinkel zum langen Arm von 9 o, Faltwinkel zum kurzen Arm von 18 o und einem Ar + -Laser als Pumpquelle (5 W, alle Linien). Die Pulsformung in einem KLM-Laser wird analog zur Solitonenausbreitung in einer Glasfaser betrachtet. In der Faser ist die Propagation von Solitonen am besten, wenn SPM und GVD gleichzeitig wirken, d.h. für den KLM-Laser wird dies erreicht, wenn die Wiederholbarkeit der Wirkung am größten ist, also SPM-GVD-GVD-SPM-SPM-GVD... Im Prismen-Resonator ist die Gesamtwirkung geringer als im Spiegelkontrollierten FP-Resonator, weil der Puls nur einen Resonatorarm durchläuft. Historisch gesehen hatten die ersten Ti:Saphir-Laser eine Ring- Resonatoranordnung, da es noch keine dispersive Spiegel zur GVD- Kontrolle gab. In diesen Lasern ist aufgrund der perfekten Symmetrie hinsichtlich GVD und SPM die Dispersionskompensation optimal. Es genügt bei der Ringsymmetrie aber nicht, zwei Prismen zu nehmen, sondern um den wellenlängenabhängigen Strahlversatz, der beim Durchlaufen eines Prismenpaars entsteht, wieder rückgängig zu machen, müssen vier Prismen eingesetzt werden. Wegen der komplizierten Prismenanordnung bieten sich daher dispersive Spiegel an, mit denen man bei einer Kristalldicke von 2 mm mit 5 Reflexionen pro Resonatorumlauf bereits die notwendige negative Gesamt- GVD erreicht. Der Ringresonator weist zwei Ausgangsstrahlen auf, da es

12 5.1 Festkörperlaser 73 für die Pulse keine Vorzugsrichtung gibt. Durch Zurückreflektieren des einen unerwünschten Ausgangsstrahls kann man einen unidirektionalen Betrieb des freilaufenden Ringresonators erreichen. Die Rückkopplung bewerkstelligt dann auch den stabilen Modenkoppelbetrieb. Der entgegengesetzt laufende Puls wird unterdrückt. Selbst ein Rückreflex eines hochreflektierenden Spiegels wird im Modenkoppelbetrieb diskriminiert, was für die enorme Stabilität des Ringresonators auch ohne eine Blende spricht. Dies kann man durch einen optischen Hilfsarm mit einem auf einer Membran befestigten Endspiegel möglich machen, der den Puls moduliert (Größenordnung 100 µm). Als Mechanismus wird die Kombination von Selbstfokussierung und geringfügiger Sättigung der Verstärkung angenommen. Der Spiegel-kontrollierte Ringresonator ist dem FP-Resonator noch wegen der Möglichkeit der GVD-Feinkontrolle überlegen. Die technische Spezifikation eines Spiegel-kontrollierten Ringresonators lautet: Die Zentralwellenlänge der Pulse beträgt 790 nm, die Pulsdauer etwa fs, die cw- Ausgangsleistung 250 mw, die Ausgangsleistung modengekoppelt mw, Auskoppelgrad 5 % bei einer Kristalldicke von 1.9 mm, Wiederholrate von 155 MHz, GVD-Kompensation mit 4 bis 9 Reflexionen an dispersiven Spiegeln, Gesamtumlauflänge im Resonator von 190 cm, Länge des Hilfsarms von 55 cm, Brennweite der Fokussierspiegel von 25 mm, Absorption des Pumplichts von 70 %, Faltwinkel zum langen Arm von 9 o, Faltwinkel zum kurzen Arm von 18 o und einem Ar + -Laser als Pumpquelle (5 W, alle Linien grün). Die Spiegelanordnung muss variiert werden, wenn man Pulse bis auf 10 fs verkürzen will, da in diesem Zeitbereich Dispersionseffekte höherer Ordnung eine Rolle spielen. Diese extrem kurzen Pulse führen innerhalb der Halbwertsbreite nur noch drei optische Schwingungen aus, so dass Theoretiker und Experimentalphysiker vor neue Fragestellungen gesetzt werden: kann man die Propagation des Pulses noch durch seine Einhüllende und Trägerfrequenz charakterisieren? Kann die Pulslänge außerhalb des Resonators unterhalb eines optischen Zyklus verringert werden und was bedeutet dies für das elektrische Feld und die Wechselwirkung mit Materie? Dies sind nur einige der Fragen, die auch im Röntgenbereich zum neuen Gebiet Attophysik anfallen und die Ultrakurzzeitphysiker vor gänzlich neue Herausforderungen stellen. Die Firma LOT hat einen Titan-Saphir-Laser auf den Markt gebracht, der die Abmessungen eines Schuhkartons besitzt. Der neue Laser Pallas ist einfach in der Bedienung und hat kompakte Abmessungen. Der Laserkopf ist gerade einmal 28 x 9 x 40 cm 3 groß und hat damit etwa die Abmessungen eines Schuhkartons. Die Pulslänge beträgt < 100 fs, die Wellenlänge um 800 nm, die Pulsfrequenz 100 MHz, die Laserleistung > 200 mw und das Strahlprofil ist TEM oo. Das Modenkoppeln zur Erzielung der fs-laserpulse erfolgt mittels der SESAM-Technologie. Das SESAM-Halbleiterelement

13 74 5 Ultrakurzzeitlasertypen im Resonator agiert als passiver Schalter und sorgt für den Laserbetrieb. Die Pulserzeugung wird durch passives Modenkoppeln möglich ein Spiegel, der wie ein sättigbarer Absorber wirkt, sorgt für die richtige Phasenbeziehung im Resonator. Der Pallas arbeitet also nicht mit KLM. Das Modenkoppeln eines SESAM gelockten Femtosekundenlasers startet von allein Der Nd:YAG-Laser Der YAG-Laser (YAG = Yttrium-Aluminium-Granat mit Nd 3+ -Ionen) ähnelt der Wirkungsweise nach dem Rubinlaser. Die ausgestrahlte Wellenlänge liegt mit 1060 nm im nahen Infraroten. Als aktives Medium kommt auch Glas statt Granat in Frage, in welchem die Neodym-Ionen sitzen. Für den Laservorgang ist beim Nd:YAG-Laser ein 4-Niveau-System verantwortlich, vorteilhaft ist hierbei die geringe Anregungsleistung und der damit verbundene höhere Wirkungsgrad. Besetzungsinversion erreicht man wie beim Rubinlaser mit einer Blitzlichtlampe. Normalerweise arbeitet der Nd:YAG-Laser kontinuierlich und findet Verwendung in vielen technischen Anwendungen. Der YAG-Kristall weist eine bessere Wärmedissipation als der Glaskristall auf, so dass man Ausgangsleistungen bis zu 1 kw erzielt, ohne dass der Kristall thermisch zerstört wird. Mit Festkörperlasern ist es möglich, die Anregungsenergie in sehr kurzer Zeit abzugeben und sehr hohe Leistungsdichten von etwa W/cm 2 zu erzeugen (Riesenimpulslaser). Die Pulsdauern von Festkörperlasern reichen vom Nano- bis in den Pikosekundenbereich hinein. Pikosekundenpulse wurden zuerst mit Rubin- und Nd:Glaslasern, also gütegeschalteten und modengekoppelten Lasern mit Sättigbaren Absorberfarbstoffen innerhalb des Laserresonators erzeugt. Die Entwicklung der ultrakurzen Pulse in diesen Lasern ist seitdem theoretisch wie experimentell untersucht worden. Diese Untersuchungen haben gezeigt, dass für einen verlässlichen Modenkoppelbetrieb folgende Bedingungen erfüllt sein müssen: (1) die thermische Ausdehnung des Laserstabs sollte minimiert oder korrigiert werden und der Laser in einer niedrigen Ordnung der transversalen Mode arbeiten. Mit einer konfokalen Kavität und einer Intrakavität Apertur lässt sich dies realisieren. (2) Streureflexionen innerhalb des Laserresonators und Rückkopplungen von äußeren Oberflächen sollten vermieden werden. Mit Antireflexionsschichten und einem Laserstab, der im Brewsterwinkel geschnitten ist, kann man dies umsetzen. (3) Der sättigbare Absorber sollte in einer dünnen Zelle in optischem Kontakt mit einer der Laserspiegeloberflächen stehen. (4) Der Laser sollte nahe der Laserschwelle betrieben werden und bei einem Wert > 70 % bezogen auf die Niedriglicht Schwellentransmission der Absorber-

14 5.1 Festkörperlaser 75 zelle. Das Profil und die Dauer des Pulszuges eines modengekoppelten Nd:YAG-Lasers sind anfangs noch stabil mit etwa 4 bis 10 ps Länge, unter Umständen mit 3 bis 4 ps bei bandbreitebegrenzten Pulsen, können aber im Verlaufe des Pulszuges variieren. Der Pulszug lässt sich aus dem Resonator mit einem Pockelszellenshutter auskoppeln und zum Experiment umlenken. Mit einer Absorberzelle von 50 µm Dicke können auf diese Weise Pulsdauern zwischen 3 und 5 ps erreicht werden. In den 70er Jahren hat man Streakkameras, die eine Auflösung von 2 ps besaßen, zur Charakterisierung einzelner Pulse benutzt. Im Verlaufe eines Pulszuges steigen die spektralen Bandbreiten der Pulse schnell an und entwickeln Unterstrukturen im Pulsspektrum wie auch in der zeitabhängigen Intensitätseinhüllenden. Die nichtlineare Wechselwirkung (SPM) der hohen Lichtintensität mit dem Laserstab ist dafür verantwortlich. Die Folge ist ein Zerlaufen des Pulses in mehrere Komponenten und anschließendes Aufplatzen in zeitlich unkontrollierte Fluktuationen (Burst). Die Fluktuationsstruktur lässt sich mit einem Kreuzkorrelator (Zwei-Fotonen-Messung) messen. Der nichtlineare Brechungsindex des Laserstabs kann auch Selbstfokussierung hervorrufen, was sich in einer kleinen Einbuchtung im Intensitätsprofil äußert. Verhindern lässt sich dies mit einem Zwei-Fotonenabsorber in der Kavität des Lasers. Die ersten ultrakurzen Pulse wurden in Farbstofflasern erzeugt, die von modengekoppelten Rubinlasern oder frequenzverdoppelten Nd:Glaslasern angeregt wurden. Die kürzesten Pulse entstehen in passiv modengekoppelten Lasersystemen. Schmidt und Schäfer haben den sättigbaren Absorber DODCI benutzt, um einen blitzlampengepumpten Rhodamin 6G Farbstofflaser zu modulieren [66]. In den frühen Experimenten entstanden auf diese Weise Pulse mit 5 ps Dauer. Die heutigen Spezifikationen kommerziell erhältlicher Nd:YAG Festkörperlaser (z.b. Quantel) zeigen Pulsdauern von 35 ps, 50 mj (1064 nm), 25 mj (532 nm), 10 mj (355 nm), 5 mj (266 nm) für eine Wiederholrate von 10 Hz. Für eine Repetitionsrate von 30 Hz erzielt man noch 35 mj (1064 nm), 15 mj (532 nm), 5 mj (355 nm) und 2 mj (266 nm). Die Anwendungen von modengekoppelten Nd:YAG-Lasern geht über das Pumpen von Femto- oder Pikosekundensystemen hinaus. Im Jahre 2002 haben Hirose et al. die Beugungseffizienz von holografischen Gittern untersucht, die in Au-nanoteilchen-dotierten Sol-Gel-Filmen durch Bestrahlung mit einem frequenzverdoppelten Pikosekunden Nd:Glas-Laser (grün 532 nm) gebildet wurden [67]. Die experimentell erhaltene Beugungseffizienz lag bei etwa 0.01 %. An der Universität von Hyderabad benutzte man einen 300 mj, 1064 nm Nd:YAG-Laser, einen Farbstofflaser, einen 35 mw He-Ne-Laser, hochleistungsstabilisierte Diodenlaser, einen modengekoppelten und gütegeschalteten Nd:YAG-Laser mit 50 µj, 110 ps, 500 Hz Pulsen und kleine Monochromatoren, um Relaxationsprozesse von angeregten Zuständen

15 76 5 Ultrakurzzeitlasertypen verschiedener Materialien zu beobachten. Der Nd:YAG-Laser (2X bei 532 nm) diente als Pumplaser und wurde in der phasenkonjugierenden Geometrie betrieben, eine Technik die sich zur Bestimmung von Dephasierungszeiten auf der Femtosekundenskala wie auch von longitudinalen Relaxationszeiten auf Pikosekundenskalen bewährt hat. Die inkohärente Laserspektroskopie hat sich zur Messung von ultrakurzen Phänomenen etabliert. Zeitlich inkohärentes Licht besitzt eine kürze Kohärenzzeit und erscheint somit als ein Puls der Dauer T C in der Autokorrelationsmessung. Die Zeitauflösung dieser Technik wird daher durch T C definiert und nicht die aktuelle Dauer des Pulses. Mit diesen Experimenten konnten die Relaxationsmechanismen von C 60, Porphyrinen und verschiedenen Farbstoffen untersucht werden. Nd:YAG-Laser finden auch Einzug in die Medizin, z.b. für Kataraktoperationen. Wo die Linsenkapsel nach einer Kapselextraktion erhalten werden soll, ist es oft notwendig, ein Loch in die verdickte, opak gewordene Linsenkapsel zu machen. Der hierzu verwendete Nd:YAG-Laser hat typischerweise eine Leistung von 2 mj und 10 bis 100 Bursts in dem gütegeschalteten Mode. Im modengekoppelten Betrieb wird ein Pulszug mit Dauern um 30 ps ausgesendet. Die Wiederholzeit der Pulse beträgt 5 7 ns, so dass die ganze Bestrahlung ns ausmacht. Die Gesamtenergie des modengekoppelten Pulszuges gleicht im Allgemeinen der eines einzel-gütegeschalteten Pulses. Der gepulste Nd:YAG-Laser kann auch zur Perforation der früheren Kapsel, vor der Extraktion der Kapsel oder Implantation einer künstlichen Linse. Der Einsatz von Nd:YAG-Lasern in der Ophthalmologie bietet gewöhnlich dem Anwender die Möglichkeit, entweder den gütegeschalteten Mode oder den freilaufenden Mode während der Behandlung auszuwählen. Im freilaufenden Mode sind Bestrahlungszeiten vergleichsweise länger, und Spitzenleistungen geringer als beim gütegeschalteten Mode, so dass der optische Zusammenbruch des Materials nicht passiert und die Wechselwirkungsprozesse rein thermischer Natur sind. Im freilaufenden Mode rangieren die Bestrahlungszeiten von 0.2 bis 10 ms. Auch der Rubinlaser wird in der Medizintechnik eingesetzt. Mit Hilfe von Argon-, gütegeschalteten Rubinund Farbstofflasern lassen sich in der Iridotomie Glaukome behandeln Der Rubinlaser Der erste Laser stammte von Theodore Maiman und besaß einen synthetischen Rubin-Kristallstab als aktives Medium. Der Kristall des Rubinlasers besteht aus Saphir (Al 2 O 3 ), der die charakteristische Farbe durch einen geringen Zusatz (ca Gewichtsprozent) an Chrom-Ionen (Cr 3+ ) erhält. Angeregt wird der Rubinlaser mit einer mit Xenon oder Krypton gefüllten

16 5.1 Festkörperlaser 77 Blitzlampe. Die Chrom-Ionen werden in die Absorptionsbänder E 3 und E 3 angehoben, die sich in 1 ns durch Wärmedissipation in das obere Laserniveau E 2 entleeren. Dieses Niveau ist in zwei Zustände aufgespaltet, die sich energetisch kaum unterscheiden und auch ähnliche Besetzungszahlen aufweisen. Wegen ihrer hohen Lebensdauer von 3 ms sind sie metastabil. Für den Übergang des unteren der beiden Zustände in den Grundzustand ist die Verstärkung am größten, so dass der Rubinlaser diesen Mode ausstrahlt, d.h. rotes Licht der Wellenlänge nm (bei Kühlung des Kristalls auf 77 K nm). Der andere Mode entsteht beim Übergang aus dem oberen Zustand des Energieniveaus und entspricht einer Wellenlänge von nm. Es handelt sich also beim Rubinlaser um ein 3-Niveau- System. Für eine Besetzungsinversion müssen mehr als die Hälfte aller Chrom-Ionen in das obere Laserniveau gehoben werden. Die hohe Lebensdauer macht dies möglich. Rubinlaser arbeiten im Pulsbetrieb mit Pulsdauern zwischen 10 ps und 0.5 ms und Spitzenleistungen von mehreren Gigawatt bis 100 kw. Die Länge eines Rubin-Kristalls beträgt bis zu 30 cm und einen Durchmesser bis zu 2.5 cm. Durch Verspiegeln der Innenwände des Lasergehäuses erreicht man eine bessere Laserverstärkung. Die Stirnflächen des Kristalls sind ebenfalls verspiegelt und bilden den Resonator. Etwa 10 % der im Resonator aufgeschaukelten Welle wird durch den Auskoppelspiegel ausgekoppelt. Rubinlaser finden in der Messtechnik, Holografie, Medizin oder als Pumplaser Verwendung. Hohe Geschwindigkeitsphänomene können durch Aufnahme eines Hologramms mit einem gütegeschalteten Rubinlaser, der kurze Pulse von 10 ns aussendet, in drei Dimensionen analysiert werden. Der von den Absorberfarbstoffen DDCI und DTDCI modengekoppelte Rubinlaser, der in einem einzigen transversalen Mode mit einer Strahldivergenz von < 1 mrad arbeitet, produziert reguläre Pulszüge von 250 ns Gesamtdauer (100 mj Gesamtenergie). Beide Absorber werden in einer 200 µm dicken Zelle in optischem Kontakt mit den reflektierenden Spiegeln gehalten. Mit DDCI rangierten die Pulsdauern zwischen 15 und 30 ps, hingegen waren die Pulse mit DTDCI länger, d.h. zwischen 90 und 105 ps. Die Fluktuationsstruktur (ca. 120 ps Dauer) am Ende der linearen Phase der Laserverstärkung geht in einen Zug isolierter Einzelpulse mit dem Beginn eines Riesenimpulses ü- ber, was typisch für modengekoppelte Festkörperlaser mit Asorbern ist, die sehr kurze Relaxationszeiten haben. Das mit DTDCI erhaltene Muster ist sehr ähnlich zu dem eines Farbstofflasers mit den gleichen hier besprochenen Absorbern und einer Mixtur aus Rhodamin 6G und Cresyl-Violett. Allein die Aperturzeit der Absorberzelle (ca. 120 ps) begrenzt die möglichen Pulsdauern im Rubinlaser. Bei DDCI ist sie kürzer (ca. 13 ps). Die Fähigkeit von DTDCI, die nm Mode zu koppeln, rührt von der Erzeugung eines Fotoisomers mit einem rotverschobenen Absorptionsspektrum her.

17 78 5 Ultrakurzzeitlasertypen Die relevante Rückkehrzeit ist die kürzeste Aperturzeit des resonatorinternen sättigbaren Absorbers unter Modenkoppelbedingungen. Im Falle des Farbstofflasers steigt die Selektionsrate aufgrund des größeren Effekts des Verstärkungsabbaus rascher an als beim Rubinlaser. Die Sättigung des DTDCI Absorberfarbstoffs wird durch das Integral über die Energiedichte bestimmt Der Cr:LiSAF-Laser Viele Anwendungen in der Meteorologie und integrierten Optik machen kompakte zuverlässige Lasersysteme im nahen Infrarot erforderlich. Dioden-gepumpte Festkörperlaser erfüllen diese Bedingungen. Eine schmale spektrale Linienbreite (1 MHz), Abstimmbarkeit, hohe räumliche Helligkeit (Ausgangsleistung 16 mw) und breite Verstärkung mit ultrakurzen Pulsen sind Kennzeichen dieser neuen Generation von Lasern. Das Lasermaterial Cr:LiSAF taugt nicht nur für die Entwicklung von kontinuierlichen Lasern mit abstimmbarer Wellenlänge sondern auch zur Erzeugung ultrakurzer Pulse in modengekoppelten Lasern. In einem ersten Anlauf sind kompakte halb-monolithische Mikrochiplaser für die Erzeugung von kontinuierlicher Strahlung entwickelt worden. Mit einer gekoppelten Kavität konnte eine einzige Frequenz über einen weiten Wellenlängenbereich (800 bis 970 nm) durchgestimmt werden. Ein ausführliches Ratengleichungssystem, basierend auf numerischen Simulationsrechnungen, beschreibt die Laserleistungsparameter der hoch-dotierten Fluoridmaterialien. Als nächstes wurden nahe-beugungsbegrenzte Diodenlaser für effizientes Pumpen eines passiv modengekoppelten Cr:LiSAF-Lasers benutzt, der ultrakurze Sub-100 fs-pulse mit einer Durchschnittsleistung von 110 mw erzeugte. Die fourierbegrenzten 70 fs Pulse waren zwischen 800 und 900 nm durchstimmbar. Da die räumliche Qualität des Pumpstrahls sehr gut war, konnte das erste Mal soft-aperture KLM mit einem diodengepumpten Festkörperlaser gezeigt werden. Es stellte sich infolge der vorzüglichen Eigenschaften ein sehr stabiler, selbst-startender Modenkoppelbetrieb ein. Das Lasermaterial Cr:LiSAF kann auch in einem regenerativen Verstärker zur erheblichen Leistungssteigerung von Piko- oder Femtosekundenpulsen eingesetzt werden Der Cr:YAG-Laser Cr:YAG ist als Kristall optimal fürs passive Güteschalten in diodengepumpten oder blitzlampengepumpten Nd:YAG-, Nd:YLF-, Nd:YVO4 oder in anderen Nd und Yb dotierten Lasern geeignet, die bei einer Wel-

18 5.1 Festkörperlaser 79 lenlänge zwischen 0.8 und 1.2 µm lasern. Die Zerstörungsschwelle ist mit > 500 MW/cm 2 sehr hoch und der Laser einfach zu bedienen, so dass das neue Material LiF und Farbstoffe als passive güteschaltende Materialien verdrängen wird. Der Brechungsindex beträgt 1.82 bei 1064 nm. Die Kristalle sind mit Antireflexions- und hochreflektierender Beschichtung erhältlich. Für Cr:YAG kann die Pulsbreite eines passiv gütegeschalteten Lasers für dioden-gepumpte Nd:YAG-Laser 5 ns kurz sein und eine Wiederholrate von 10 khz für dioden-gepumpte Nd:YVO4-Laser betragen. Der Kristall ist in der Lage, ultrakurze Pulse im Femtosekundenbereich zu erzeugen, wenn er von einem Nd:YAG-Laser bei 1064 nm angeregt wird. Cr:YAG Kristalle dienen auch als selbst-anregende, phasenkonjugierte Spiegel in einer Nanosekunden Nd:YAG Hochleistungsresonatorschleife. Sie kompensieren nicht nur in die Resonatorschleife induzierte Phasenaberrationen, sondern auch Polarisationsaberrationen. Die Transmissionstoleranz liegt unter 3 % Der Cr:Forsterit-Laser Für Forschung und industrielle Anwendungen kommen Nahe-Infrarot abstimmbare Femtosekunden Cr:Forsterit (Cr:F) Lasersysteme bei 1250 nm mit Ytterbium Faserlaser als Pumpquelle in Frage. Der Femtosekunden Cr:F-Laser von Del Mar Ventures ist ein solcher modengekoppelter ultrakurzer Laser. Die Femtosekundenpulse entstehen dadurch, dass viele longitudinale Moden innerhalb der Laserkavität durch konstruktive Interferenz in Phase gebracht werden. Forsterite basierend auf Cr 4+ sind die ersten abstimmbaren Laser, die im Bereich 1150 bis 1300 nm arbeiten. Das Cr:F Verstärkermedium wird von einem 6-10 W Ytterbium Faserlaser angeregt, welche ein einheitliches Festkörpersystem als Quelle für Femtosekundenpulse im Bereich nm liefern. Der Oszillator emittiert Pulse im Sub-65-fs-Bereich und mit einer Wiederholrate von 120/76 MHz. Die Durchschnittsleistung liegt zwischen 180 und 250 mw. Die Ausgangsstabilität ist besser als 2 % rms. Durch Frequenzverdopplung können Wellenlängen im Sichtbaren (630 nm) erzeugt werden und Superkontinuumserzeugung lässt Pulse im Infraroten und Sichtbaren entstehen. Mit der hohen Bandbreite und extrem kurzen Pulsdauer der Femtosekundenlaser werden Grenzen für chemische und biologische Bildverarbeitung immer weiter nach oben geschoben. Optische kohärente Tomographie (OCT) nutzt die kohärenten Eigenschaften der Cr:Forsterit-Lichtquelle, um morphologische Strukturen und Funktionen biologischer Proben auf Mikroskalen, wie Zellentwicklung, mit sehr hoher Auflösung zu studieren. Da die axiale Auflösung in erster Linie von der Bandbreite der Lichtquelle abhängt,

19 80 5 Ultrakurzzeitlasertypen kann die hohe Bandbreite dieses Systems eine Auflösung im Bereich 5 10 µm mit Bildtiefen von 2 3 mm möglich machen. Mit OCT und Cr:F- Lasern sind Zellen in der Größe von 15 µm sichtbar gemacht worden. Der Wellenlängenbereich dieser Laser ist auch weniger schädigend für das biologische Material als es noch bei anderen Femtosekundenlasern der Fall ist. Weitere Anwendungen wie die in vivo Sichtbarmachung von Zellen und anderen biologischen Proben, die Darstellung nicht transparenter (bei kürzeren Wellenlängen) Gewebeproben und die Erwärmung von Wasser in Geweben für Schweiß und Korneabildung kommt aufgrund der spektralen Eigenschaften in Betracht. Die hohen Leistungen der Femtosekundenpulse erlauben auch die Absorption multipler Fotonen und Entstehung eines E- lektronenplasmas im Material, so dass durch Expansion des Plasmas Material aus der Targetzone herausgeschleudert wird. Mit Femtosekundenlasern können Mikrogitter und Nanostrukturen geschaffen werden. Eingesetzt werden Cr:F-Laser außerdem in der LASIK (Laser in situ Keratomileusis) Augenheilkunde, da der Wellenlängenbereich nm sichere Wellenlängen als Ti:Saphir-Laser bei 800 nm bietet, um mögliche retinale Schäden zu reduzieren. Ein hochkontrollierter Schnitt im Auge ist mit dem Femtosekundenlaser möglich. Die Blutzirkulation wird durch Arterienverkalkung eingeschränkt und kann durch Laserablation mit Femtosekundenlaser behandelt werden Der Pr:YLF-Laser Pr 3+ :YLF ist ein neues Festkörperlasermaterial, das auf mehreren Linien im Sichtbaren lasert. Die Starkaufspaltung der Spektrallinien erlaubt mehrfache Übergänge (bis zu 20). Der Laser vermag auf mehreren Linien simultan zu arbeiten. Zum ersten Mal ist auch mit einigen Linien ein KLM Pr:YLF-Laser möglich gewesen. Der Pr:YLF-Kristall wurde dabei von beiden Seiten mit einem Argonionenlaser bestrahlt und angeregt. Mit einem langsamen sättigbaren Absorber (Festkörper oder Flüssigkeit) kann KLM gestartet werden. Auch ein Selbst-Starten ist möglich. Einer der Ü- bergänge ( 3 P o 3 H 6 bei 613 nm) besitzt eine Linienbreite von etwa 1 nm, was breit genug für die Erzeugung von Sub-Pikosekundenimpulsen ist. Wenn man diesen Übergang modenkoppelt, entstehen Pulse um 400 fs Modengekoppelte Faserlaser Um Verstärkung zu gewährleisten und Verluste bei der Lichtwellenleiterübertragung gering zu halten, können Seltene-Erden dotierte Fasern als

20 5.1 Festkörperlaser 81 Verstärkermedium in All-Faser-Laserkonfigurationen verwendet werden. Da Erbium (Er) eine relativ große Bandbreite (ca. 50 nm) um 1550 nm besitzt, bildet es die Grundlage für viele passiv modengekoppelte Laser. Durchgesetzt haben sich passiv modengekoppelte Systeme, in welchen der nichtlineare Brechungsindex der Faser die Voraussetzung für den Modenkoppelmechanismus (z.b. durch nichtlineare Polarisationsdrehung in einem nichtlinearen Schleifenspiegel) ist. Durch solitonen-ähnliche Pulskompression wird der propagierende Impuls in der Faser zeitlich zusammengeschoben. Ein limitierender Prozess dabei ist wie auch in periodisch verstärkten Kommunikationssystemen der Verlust an Pulsenergie zugunsten eines dispersiven Kontinuums, der auftritt, wenn die Laserkavitätslänge (oder Verstärkerdimension) vergleichbar zur charakteristischen Solitonenperiode der Impulse wird. In einem Laser bleibt diese Verlustenergie im Resonator und mit jedem weiteren Umlauf entstehen Seitenbänder im Solitonenspektrum. Die zeitlich kürzesten Pulse werden durch diesen Prozess begrenzt. Ein anderes Seltenes-Erden-Material ist Praseodymium (Pr), welches aufgrund eines nichtstrahlenden Zerfallsprozesses eine sehr kurze Lebensdauer des angeregten Niveaus hat und daher in Fluorid-basierten Glaswirten eingefügt werden muss. Pr-dotierte Glasfasern können bei einer Wellenlänge von 1300 nm verstärkt werden, bereiten aber wegen ihres niedrigen Schmelzpunktes Probleme. Faserlaser repräsentieren kompakte, relativ effiziente Systeme, die Durchschnittsausgangsleistungen von mehreren Watt aufweisen. Hochenergetische Faserlaser basieren auf passivem Güteschalten durch verteilte Rückstreuung von der Faser in das Verstärkermedium. Man kann dies entweder in einer linearen Anordnung oder einem All-Faser-Ringinterferometer erreichen. Im Bereich 1 20 khz ist der Betrieb stabil. Die Pulsdauern eines Erbium-dotierten Faserlasers, der bei 1545 nm arbeitet, liegen bei 5 15 ns. Die Kombination eines breiten Spektrums mit hoher Spitzenleistung kann für Frequenzverdopplung und die Erzeugung abstimmbarer Strahlung im sichtbaren Bereich genutzt werden. Chir-Weei Chang Sien Chi präsentierte 1998 eine theoretische Abhandlung über einen Faserringlaser, in dem Modenkoppeln durch das kombinierte Zusammenwirken von schwacher intrinsischer Doppelbrechung und selbst-induzierter Doppelbrechung hergestellt wurde [68]. Numerische Simulationsrechnungen zeigen, dass ein stabiler Arbeitsbereich in weiten Bereichen von Parametern besteht und dass FWHM der Pulse 55 fs beträgt. Es wurde außerdem gezeigt, dass kohärentes Koppeln in einer schwach linear doppelbrechenden Faser unter optimalen Bedingungen das Modenkoppeln begünstigen kann. O Connor et al. verwendeten 2003 einen Femtosekunden-all-Faserlaser, basierend auf einem cwmodengekoppelten Yb-dotierten Silizium Faseroszillator und Verstärker, um synchron einen optisch parametrischen Oszillator mit periodisch-