Technisches Gebiet

Die vorliegende Erfindung betrifft eine Vorrichtung und ein Verfahren zum spektralen Verbreitern eines Laserpulses eines Laserstrahls eines Lasers.

Stand der Technik

Es ist bekannt, Herriott-Zellen zur spektralen Pulsverbreiterung eines ultrakurzen Laserpulses eines Laserstrahls mittels Selbstphasenmodulation einzusetzen, siehe etwa T. Nagy et al. (2021) “High- energy few-cycle pulses: post-compression techniques”, Advances in Physics: X, 6:1 , 1845795 oder DE102014007159B4. Hierbei wird ein Laserstrahl mehrfach durch ein Gas geführt und in diesem fokussiert. Der Laserpuls des Laserstrahls kann dann aufgrund der hohen Intensität nichtlinear mit dem Gas wechselwirken. Die nichtlineare Wechselwirkung führt zu einer Selbstphasenmodulation, durch die im Bereich der Fokuspunkte, im Wesentlichen entlang der Rayleigh Länge, eine spektrale Verbreiterung, also eine Verbreiterung des Laserpulses im Frequenzbereich, bewirkt wird.

Die maximal einsetzbare Pulsspitzenleistung des Laserstrahls wird hierbei jedoch begrenzt durch die lonisationsschwelle des Gases. Bei konventionellen Herriott-Zellen wird diese lonisationsschwelle des Gases recht schnell durch die hohe Intensität im Bereich der Fokuspunkte entlang der Rayleigh Länge erreicht.

Die maximal einsetzbare Leistung des Laserstrahls wird ferner begrenzt von der laserinduzierten Zerstörungsschwelle der eingesetzten Optik.

Zudem wird die Stärke der nichtlinearen Wechselwirkung von einem weiteren nichtlinearen Effekt, der ebenfalls bei hohen Pulsspitzenleistungen im Bereich der Fokuspunkte entlang der Rayleigh Länge auftreten kann, nämlich die Bildung einer Kerr-Linse, die zu einer katastrophalen Selbstfokussierung führen kann, der ebenfalls bei hohen Intensitäten im Bereich der Fokuspunkte entlang der Rayleigh Länge auftritt, begrenzt.

Eine Möglichkeit die Intensität des Laserstrahls im Bereich der Fokuspunkte zu reduzieren besteht darin, den Durchmesser der Fokuspunkte zu vergrößern. Dies kann beispielsweise durch einen kleineren Öffnungswinkel des Laserstrahls erreicht werden, was bei gleichbleibender Laserleistung zu einer Reduktion der Intensität in den Fokuspunkten führen würde. Jedoch wird ein kleinerer Öffnungswinkel des Laserstrahls durch eine längere Bauweise, beziehungsweise eine längere Brennweite der verwendeten Optiken der Herriott-Zelle erkauft, so dass die Intensität des Lasers unterhalb der Zerstörschwelle der verwendeten Optik gehalten werden kann. Dadurch können solche Herriott-Zellen für hohe Pulsenergien sehr groß werden. Beispielsweise können konventionelle Herriott-Zellen für Pulsenergien von über einem Joule mehr als 40m lang sein.

Herriott-Zelle sind daher für hohe Pulsenergien kaum noch technisch effizient zu realisieren.

Darstellung der Erfindung

Ausgehend von dem bekannten Stand der Technik ist es eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung, eine verbesserte Vorrichtung zum spektralen Verbreitern eines Laserpulses eines Laserstrahls eines Lasers, sowie ein entsprechendes Verfahren bereitzustellen.

Die Aufgabe wird durch ein Verfahren zum spektralen Verbreitern eines Laserpulses eines Laserstrahls eines Lasers mit den Merkmalen des Anspruchs 1 gelöst. Vorteilhafte Weiterbildungen ergeben sich aus den Unteransprüchen, der Beschreibung und den Figuren.

Entsprechend wird ein Verfahren zum spektralen Verbreitern eines Laserpulses eines Laserstrahls eines Lasers vorgeschlagen, wobei der Laserstrahl in einen Resonator eingekoppelt wird, der Laserstrahl den Resonator mehrfach durchläuft, der Laserpuls des Laserstrahls beim Durchgang durch den Resonator durch nichtlineare Wechselwirkung mit einem nichtlinearen Medium spektral verbreitert wird, der Laserstrahl bei mindestens einem, bevorzugt bei mehreren oder bei jedem, Durchgang durch den Resonator fokussiert wird, und der Laserstrahl aus dem Resonator ausgekoppelt wird. Erfindungsgemäß ist der Strahlguerschnitt im Fokus elongiert, wobei der Fokus bevorzugt ein Linienfokus ist.

Der Ultrakurzpulslaser stellt hierbei die ultrakurzen Laserpulse des Laserstrahls zur Verfügung, wobei die einzelnen Laserpulse den Laserstrahl in der Strahlausbreitungsrichtung ausbilden. Die Strahlausbreitungsrichtung ist hier definitionsgemäß die z-Richtung.

Einkoppeln kann bedeuten, dass der Laserstrahl von seiner ursprünglichen Trajektorie auf eine Trajektorie umgelenkt wird, auf dem der Laserstrahl den Resonator durchlaufen kann. Das Einkoppeln kann beispielsweise mittels einer Einkoppeloptik erreicht werden. Beispielsweise kann ein Spiegel als Einkoppeloptik den Laserstrahl ablenken. Es ist insbesondere möglich, dass der Resonator die Einkoppeloptik umfasst, oder ein optisches Element des Resonators als Einkoppeloptik wirkt. Insbesondere kann das Einkoppeln auch bereits eine Fokussierung des Laserstrahls umfassen. Die Einkoppeloptik kann aber auch in Form einer entsprechenden Durchgangsöffnung in einem Spiegel des Resonators vorgesehen sein.

Ein Resonator kann allgemein verstanden werden als eine Vorrichtung, in der der Laserstrahl für eine bestimmte Zeitdauer propagiert. Diese Zeitdauer ist über die Lichtgeschwindigkeit mit der optischen Weglänge des Resonators verknüpft. Eine solche zeitliche Speicherung des Laserstrahls wird typischerweise dadurch erreicht, dass der Laserstrahl zwischen dem Resonatoreingang und dem Resonatorausgang mehrfach reflektiert wird. Eine Reflexion findet hierbei bevorzugt an mindestens zwei Resonatorspiegeln mit einer reflektierenden Schicht statt, die den Laserstrahl zu beispielsweise mehr als 95%, bevorzugt mehr als 99% reflektiert, so dass durch die Reflexionen im Resonator nur geringe Energieverluste, oder bevorzugt keine Energieverluste, entstehen. Ein Durchgang des Laserstrahls durch den Resonator bezeichnet hierbei das Zurücklegen einer Wegstrecke im Resonator zwischen zwei Reflexionen.

Auf der Wegstrecke zwischen zwei Reflexionen wird im vorliegenden Fall eine nichtlineare Wechselwirkung des Laserpulses des Laserstrahls mit dem nichtlinearen Medium erzeugt. Zu diesem Zweck liegt in dem Resonator beispielsweise als nichtlineares Medium eine Gasatmosphäre mit einem Gas vor. Das Gas kann beispielsweise Umgebungsluft oder gereinigte oder getrocknete Luft sein oder als Edelgas, beispielsweise Helium, Argon oder Krypton, vorliegen.

Als nichtlineares Medium kann auch ein flüssiges Medium verwendet werden.

Zur Ausbildung einer das nichtlineare Medium ausbildenden Gasatmosphäre kann das Volumen des Resonators entsprechend gegenüber der Umgebung abgedichtet vorliegen, um Gas aufnehmen und speichern zu können oder über eine Zuleitung oder Ableitung oder ein anderes Mittel einen gewissen Gasdruck aufrecht gehalten werden kann.

Wird Umgebungsluft als das das nichtlineare Medium ausbildende Gas verwendet, so kann auf eine gasdichte Abdichtung der Vorrichtung gegenüber der Umgebung verzichtet werden.

Anteilsmäßig findet die größte spektrale Verbreiterung im Fokus und insbesondere im Bereich des Fokus entlang der Rayleigh Länge statt, da hier die Intensitäten am höchsten sind. Beim Durchlaufen des Gases in der Gasatmosphäre findet aber im Prinzip entlang des gesamten Laufwegs des Laserpulses durch das Gas eine spektrale Verbreiterung statt, die aber nur im Bereich der hohen Intensitäten nennenswert ist, wie nachfolgend dargelegt. Beispielsweise können der erste Resonatorspiegel und der zweite Resonatorspiegel rund sein und sich gegenüberstehen. Beispielsweise können der erste und der zweite Resonatorspiegel zwei Stirnseiten einer eine Gasatmosphäre abdichtenden Umhüllung bilden. Beispielsweise kann eine die Gasatmosphäre abdichtende Umhüllung zylindrisch sein, so dass um die zwei Resonatorseiten lediglich ein Zylindermantel gelegt werden muss. Es kann aber auch sein, dass die Umhüllung kubisch ist oder anders geformt ist und zwischen den verspiegelten Resonatorseiten ausgebildet ist. Es sind jedoch auch andere Geometrien denkbar.

Um eine nennenswerte nichtlineare Wechselwirkung zwischen dem Laserpuls und dem nichtlinearen Medium herbeizuführen, sind hohe Intensitäten notwendig. Daher wird der Laserstrahl bei jedem Durchgang durch den Resonator fokussiert, wobei der Fokus bei den Durchgängen durch den Resonator mindestens einmal, bevorzugt immer, in dem nichtlinearen Medium liegt.

Eine Fokussierung ist hierbei eine gezielte herbeigeführte Intensitätsüberhöhung des Laserstrahls, wobei die Intensität des Laserstrahls über die Laserenergie pro Querschnittsfläche definiert ist. Der Fokus des Laserstrahls ist der Punkt entlang der Strahlausbreitungsrichtung, in dem die Querschnittsfläche des Laserstrahls minimiert wird. Analog hierzu ist der Fokus des Laserstrahls der Punkt entlang der Strahlausbreitungsrichtung, in dem die Intensität maximal ist.

Die Querschnittsfläche des Laserstrahls wird in derx-y-Ebene gemessen, die orthogonal zur z- Achse steht. Der Strahldurchmesser ist definiert als der Durchmesser der Querschnittsfläche entlang der x-Achse beziehungsweise der y-Achse. Die x- und y-Achsen stehen hierbei nicht notwendigerweise senkrecht zueinander. Vielmehr können sie auch einen anderen Winkel miteinander einschließen, um die Symmetrie des Querschnitts des Laserstrahls besonders einfach abzubilden.

Alternativ und/oder ergänzend kann der Fokus auch darüber definiert werden, dass der Strahldurchmesser bezüglich einer Strahlebene minimiert wird. Eine Strahlebene ist jede Ebene in der die Strahlausbreitungsrichtung liegt. Beispielsweise sind die x-z-Ebene und die y-z-Ebene Strahlebenen. Wenn der Laserstrahl fokussiert wird, dann wird auch der Strahldurchmesser bezüglich der x-z-Ebene und/oder der y-z-Ebene minimiert.

Ursache für die nichtlineare Wechselwirkung des Laserstrahls mit dem nichtlinearen Medium kann hierbei der Kerr-Effekt sein, nach dem die optischen Eigenschaften, beziehungsweise der Brechungsindex n, des nichtlinearen Mediums durch Anlegen eines elektrischen Feldes variiert werden können. Insbesondere kann hierbei ein Laserpuls das elektrische Feld darstellen, wobei hochenergetische Laserpulse, oder Laserpulse mit besonders großer Leistung, besonders große elektrische Felder bereitstellen. Dieser Effekt wird durch die Fokussierung des Laserpulses noch verstärkt.

In dem nichtlinearen Medium, beispielsweise dem Gas, wird durch die hohe Laserintensität im Fokus eine Variation des Brechungsindex erzeugt:

Der lineare Brechungsindex ist hierbei durch no gegeben und der nichtlineare Brechungsindex ist durch no gegeben. Die Intensität I hängt hierbei ab von der Strahlausbreitungsrichtung z, sowie von der Zeit t durch die veränderliche Intensität des Laserpulses. Beispielsweise ist bei Argon der nichtlineare Brechungsindex no.Ar = 1 , 1 * 10 ²⁴ m ² /W bei einem Gasdruck von l OOmbar.

Zur Charakterisierung einer nichtlinearen Wechselwirkung kann auf das sogenannte B-Integral zurückgegriffen werden, welches ein Maß für einen nichtlinearen Phasenschub des Laserstrahls beim Durchgang durch das Gas ist. Das B-Integral ist definiert als:

_ 271 > f n ₂ I(z,t) dz wobei A die Wellenlänge des Laserstrahls ist. Aus dem B-Integral wird bereits deutlich, dass ein großer nichtlinearer Brechungsindex n2 und/oder eine große Intensität I des Laserstrahls zu einem nichtlinearen Phasenschub führen.

Angenommen der nichtlineare Brechungsindex n2 ist konstant und der Laserstrahl wird fokussiert, dann ergeben sich nennenswerte Beiträge zum B-Integral lediglich in den Regionen des Laserstrahls, in denen er eine hohe Intensität aufweist, sprich im und um den Fokus herum, insbesondere im Bereich der Rayleigh Länge. Dies kann beispielsweise in dem Intervall der Fall sein, in dem die Intensität des Laserstrahls größer als 1/e der Intensität im Fokus ist.

Die Intensität des Laserpulses weist hierbei typischerweise eine starke Zeitabhängigkeit auf, da der Laser innerhalb der Pulsdauer von einer verschwindenden Intensität auf eine maximale Spitzenintensität ansteigt und wieder auf eine verschwindende Intensität abfällt. Aus der zeitlichen Abhängigkeit der Laserenergie, sprich dem zeitlichen Verlauf der Laserpulse, ergibt sich eine zeitliche Änderung des Brechungsindex:

_ n ₂ dl z,t) dn(l) t

Ugr Phasenschub des Laserstrahls lässt sich nun mittels _{c Ao} ^ur| d m schreiben als

A "A " k ₀ ^A o

Hieraus ergibt sich nach dem Durchlaufen einer Strecke L durch das nichtlineare Medium ein nichtlinearer Phasenschub von

Hieraus ist unmittelbar ersichtlich, dass dies eine Frequenzänderung bewirkt, die durch den nichtlinearen Brechungsindex n2 verursacht wird:

Die steigende Flanke des Laserpulses führt wegen der positiven Zeitableitung zu einer Verringerung der Frequenz und somit zu einer Rotverschiebung des Laserpulses. Die abfallende Flanke am Pulsende hingegen führt wegen der negativen Zeitableitung zu einer Erhöhung der Frequenz und somit zu einer Blauverschiebung.

Der Laserpuls wird somit durch die Propagation in dem nichtlinearen Medium spektral verbreitert. Den zugehörigen Prozess nennt man Selbstphasenmodulation. Es sei insbesondere darauf hingewiesen, dass die Selbstphasenmodulation auch von der Länge der durchlaufenen Strecke abhängt. Dementsprechend skaliert die Selbstphasenmodulation auch mit der Anzahl an Durchgängen durch den Resonator.

Ein weiterer wichtiger nichtlinearer Effekt ist die sogenannte Selbstfokussierung. Wie bereits gezeigt, ist der Brechungsindex n intensitätsabhängig. Bei einem beispielsweise Gauß’schen Laserstrahl, dessen Querschnitt stets die Form einer Gauß’schen Glockenkurve hat, ist die Intensität in der Strahlmitte am größten. Dadurch stellt das nichtlineare Medium für den Laserstrahl ab einer gewissen Leistung eine Linsenwirkung bereit.

Eine katastrophale Selbstfokussierung tritt hierbei ab einer kritischen Pulsspitzenleistung Pent auf, wobei die Leistung P des Lasers proportional zur Laserintensität I und zur Querschnittsfläche A ist:

P oz l A.

Die kritische Pulsspitzenleistung ist ein materialabhängiger Parameter und hängt von der Wellenlänge und dem nichtlinearen Brechungsindex n2 ab. Die katastrophale Selbstfokussierung zerstört hierbei gewissermaßen die Strahlform des in den Resonator eintretenden Laserstrahls und ist bestenfalls zu vermeiden. Mit anderen Worten kommt es durch die katastrophale Selbstfokussierung zu einem Strahlkollaps.

Bei unterhalb der kritischen Pulsspitzenleistung Pent liegenden Pulsspitzenleistungen kann bereits eine leichte Selbstfokussierung auftreten, die aber noch nicht zu einem Strahlkollaps führt.

Der in den Resonator eintretende Laserstrahl kann ein Gauß-Profil aufweisen. Es sind aber auch andere Strahlprofile denkbar, wie beispielsweise Top-Hat Strahlprofile,

Erfindungsgemäß ist der Strahlquerschnitt im Fokus elongiert.

Das kann bedeuten, dass der Strahldurchmesser bezüglich einer ersten Strahlebene größer ist als bezüglich einer zweiten Strahlebene. Beispielsweise ist der Laserstrahl elongiert, wenn das Verhältnis der Strahldurchmesser bezüglich der x-Achse und der y-Achse größer als 1 :2, bevorzugt größer als 1 :3, bevorzugt größer als 1 :5, besonders bevorzugt größer als 1 :10 ist. Beispielsweise kann ein Laserstrahl im Fokus entlang der x-Achse einen Durchmesser von 1 cm aufweisen und entlang der y-Achse einen Durchmesser von 5cm aufweisen. Dann ist der Strahlquerschnitt elongiert.

Dadurch kann erreicht werden, dass die Intensität des Laserstrahls im Fokus herabgesetzt wird, da sich die Laserenergie auf eine größere Fläche als bei einem punktförmigen Fokus verteilt. Durch die herabgesetzte Intensität im Fokus können insbesondere auch Laserpulse mit größeren Pulsspitzenleistungen spektral verbreitert werden, bevor eine katastrophale Selbstfokussierung eintritt. Gleichzeitig kann durch die geringe Intensität des Laserstrahls im Fokus ein Überschreiten der lonisationsschwelle des Gases vermieden werden. Dadurch wird eine kürzere Bauweise des Resonators ermöglicht, da größere Öffnungswinkel eingesetzt werden können. Kurzum erlaubt der elongierte Strahlfokus die spektrale Verbreiterung von hochenergetischen Laserpulsen.

Der Fokus kann ein Linienfokus sein.

Ein Linienfokus kann hierbei von einer Optik erzeugt werden, die den Laserstrahl lediglich bezüglich einer Strahlebene fokussiert. Insbesondere kann eine Zylinderoptik den Laserstrahl lediglich entlang einer Strahlebene fokussieren.

Durch eine Optik, die den Laserstrahl lediglich bezüglich einer Achse fokussiert, wird somit definitionsgemäß ein Linienfokus erzeugt. Ein Fokus ist im allgemeinen jedoch ein Linienfokus, wenn das Verhältnis der Strahldurchmesser bezüglich der x-Achse und der y-Achse größer als 1 :10, bevorzugt größer als 1 :100, ist. Durch einen Linienfokus kann das Verfahren besonders gut kontrolliert werden, da die Wechselwirkungszonen zwischen dem Laserstrahl und dem Gas besonders gleichförmig sind und lediglich bezüglich einer Strahlebene kontrolliert und überwacht werden muss.

Die Intensität des Laserstrahls kann kleiner als die lonisationsschwelle eines als nichtlineares Medium verwendeten Gases sein.

Kleiner als die lonisationsschwelle kann hierbei bedeuten, dass in dem Fokusvolumen, in dem beispielsweise mehr als 50%, bevorzugt mehr als 75%, besonders bevorzugt mehr als 90%, der spektralen Verbreiterung aufgesammelt werden, weniger als 50%, bevorzugt weniger als 25%, besonders bevorzugt weniger als 10% des dort vorhandenen Gases ionisiert werden.

Durch eine Ionisierung des Gases ändert sich der Brechungsindex und der nichtlineare Brechungsindex, da sich die Verteilung der elektrischen Ladungsträger in dem Gas ändert. Eine Ionisierung des Gases führt schließlich dazu, dass die spektrale Verbreiterung des Laserpulses nicht mehr kontrolliert werden kann oder unkontrolliert verläuft.

Die Pulsleistung des Laserpulses des Laserstrahls kann kleiner als die kritische Pulsspitzenleistung sein.

Dadurch wird eine katastrophale Selbstfokussierung und damit ein Strahlkollaps vermeiden.

Die nichtlineare Phasenverschiebung, gegeben durch das B-Integral, kann pro Durchgang zwischen ir/20und 4TT, bevorzugt zwischen TT/10 und 2TT betragen.

Dadurch ist der gesamte Wechselwirkungsprozess zwischen dem Laser und dem Gas gut kontrollierbar.

Der Laserstrahl kann in zwei aufeinanderfolgenden Durchgängen durch den Resonator so fokussiert werden dass die elongierten Strahlquerschnitte der Foki in unterschiedlichen Strahlebenen oder in derselben Strahlebene liegen.

Beispielsweise kann der Laserstrahl in einem ersten Durchgang durch den Resonator so fokussiert werden, dass der elongierte Strahlquerschnitt im Fokus in derx-z-Ebene liegt und in einem zweiten Durchgang so, dass er in der y-z-Ebene liegt. Es kann aber auch sein, dass der Laserstrahl in zwei aufeinanderfolgenden Durchgängen beispielsweise in der x-z-Ebene fokussiert wird. Dies hat den Vorteil, dass der Resonator und die Einkoppeloptik auf unterschiedliche Weisen konstruiert und konfiguriert werden können, um eine möglichst einfache und kostengünstige Justage zu ermöglichen.

Entsprechende Ausführungsformen werden weiter unten vorgestellt.

Der Laserstrahl kann den Resonator und somit insbesondere das nichtlineare Medium mehr als 4 mal, bevorzugt mehr als 8 mal, besonders bevorzugt mehr als 10 mal durchlaufen.

Dadurch kann einerseits die zu erzielende spektrale Verbreiterung auf mehrere Durchgänge durch den Resonator aufgeteilt werden, so dass die Intensität des Laserstrahls sicher unter der kritischen Pulsspitzenleistung gehalten werden kann. Der Laserstrahl muss dementsprechend nicht zu stark fokussiert werden, um die gewünschte spektrale Verbreiterung zu erzielen.

Andererseits hängt die spektrale Verbreiterung, wie oben gezeigt, von der Länge L ab, in der der Laserpuls mit dem nichtlinearen Medium wechselwirkt. Wenn der Laserstrahl das nichtlineare Medium beispielsweise mehr als 4 mal durchläuft, dann kann der Laserstrahl auch ein 4 mal größeres B-Integral aufsammeln. Somit können auch besonders große spektrale Verbreiterungen der Laserpulse erzielt werden.

Durch die spektrale Verbreiterung des Laserpulses kann die Laserpulsdauer dann in einem nachfolgenden Kompressor (beispielsweise Gitterkompressor) auf weniger als das 0,9-fache, bevorzugt auf weniger als das 0,7-fache der ursprünglichen Pulsdauer komprimiert werden.

Dies liegt anschaulich darin begründet, dass der Frequenzraum und der Zeitraum durch eine Fourier-Transformation miteinander verknüpft sind. Beispielsweise ist eine Bandbreite Af im Frequenzraum umgekehrt proportional zur Dauer des Signals At im Zeitraum: i Af OC — ¹¹¹ At

Beispielsweise kann ein Laserpuls ursprünglich eine Pulsdauer von 1 ps aufweisen und nach der spektralen Verbreiterung dann eine Fourier-Iimitierte Pulsdauer von 0,7ps aufweisen, die durch eine nachfolgende Pulskompression erreicht werden kann.

Durch die spektrale Verbreiterung des Laserpulses kann somit insbesondere durch einen nachgeschalteten Pulskompressor eine Verkürzung der Laserpulsdauer herbeigeführt werden. Eine entsprechende Pulskompression kann ebenfalls durch mindestens einen gechirpten Spiegel erzielt werden, der insbesondere auch ein Teil einer Auskoppeloptik sein kann. Die Pulsspitzenleistung P _p der Laserpulse des Laserstahls kann von 80 Megawatt (MW) bis 1 Petawatt (PW) liegen. Die Pulsspitzenleistung bestimmt sich als Quotient aus der Pulsenergie E _P des Laserpulses des Laserstrahls durch die Pulsdauer t _P des Laserpulses multipliziert mit einem Faktor s für die Pulsform: P « ^E P rp s ^d — Lp

Beispielsweise für einen gaussförmigen Puls ist der Faktor s = 0,94.

Dadurch lassen sich Laserpulse mit einer besonders großen Bandbreite erzeugen.

Die oben gestellte Aufgabe wird weiterhin durch eine Vorrichtung zum spektralen Verbreitern eines Laserpulses eines Laserstrahls eines Lasers mit den Merkmalen des Anspruchs 8 gelöst. Vorteilhafte Weiterbildungen des Verfahrens ergeben sich aus den Unteransprüchen sowie der vorliegenden Beschreibung und den Figuren.

Entsprechend wird eine Vorrichtung zum spektralen Verbreiten eines Laserpulses eines Laserstrahls vorgeschlagen, umfassend einen Resonator, in dem ein nichtlineares Medium vorliegt, und eine Auskoppeloptik, wobei die Einkoppeloptik dazu eingerichtet ist, den Laserstrahl in den Resonator einzukoppeln, wobei der Resonator dazu eingerichtet ist, den Laserstrahl mehrfach durch das nichtlineare Medium zu führen, wobei der Laserpuls des Laserstrahls durch eine nichtlineare Wechselwirkung mit dem nichtlinearen Medium spektral verbreitert wird, wobei der Resonator und/oder die Einkoppeloptik dazu eingerichtet ist, den Laserstrahl zu fokussieren, wobei der Laserstrahl bei mindestens einem, bevorzugt bei mehreren oder bei jedem, Durchgang durch den Resonator fokussiert ist, wobei die Auskoppeloptik dazu eingerichtet ist, den Laserstrahl aus dem Resonator auszukoppeln. Erfindungsgemäß ist der Strahlquerschnitt im Fokus elongiert. Hierbei kann der Fokus insbesondere ein Linienfokus sein.

In einem ersten Ausführungsbeispiel kann die Einkoppeloptik ein nicht-rotationssymmetrischer Spiegel sein, bevorzugt ein Zylinderspiegel sein, und der Resonator kann mindestens zwei gegenüberliegende rotationssymmetrische Resonatorspiegel aufweisen, bevorzugt sphärische Resonatorspiegel aufweisen, wobei bevorzugt die Auskoppeloptik ein nicht rotationssymmetrischer Spiegel, bevorzugt ein Zylinderspiegel ist.

Ein Spiegel ist hierbei nicht-rotationssymmetrisch, wenn die Oberfläche keine Rotationssymmetrie aufweist. Insbesondere ist ein nicht-rotationssymmetrischer Spiegel kein sphärischer Spiegel. Beispielsweise ist ein Zylinderspiegel ein nicht-rotationssymmetrischer Spiegel. Wenn der Spiegel einen parabolischen Querschnitt (anstatt einen zylindrischen) und eine Längsachse aufweist, dann ist er ebenfalls nicht-rotationssymmetrisch. Auch eine sogenannte Asphäre kann ein nichtrotationssymmetrischer Spiegel sein. Neben einem sphärischen Spiegel ist auch ein parabolischer Spiegel rotationssymmetrisch.

Im folgenden Beispiel wird stellvertretend für einen nicht-rotationssymmetrischen Spiegel ein Zylinderspiegel verwendet und für einen rotationssymmetrischen Resonatorspiegel ein sphärischer Spiegel.

Beispielsweise fällt ein kol limierter Laserstrahl in der z-Richtung auf einen konvexen Zylinderspiegel, die die Einkoppeloptik ist, wobei die Zylinderachse parallel zur x-Achse steht. Dann ergeben sich aus der Zylindersymmetrie zwei relevante Strahlebenen in denen die Propagation und Fokussierung des Laserstrahls beschrieben werden kann, nämlich die x-z-Ebene und die y-z- Ebene.

Zum einen wird der Laserstrahl in der x-z-Ebene ohne Modifikation der Strahlpropagation reflektiert (Merke: „xwie ohne Modifikation“), da der Zylinderspiegel in dieser Ebene keine Krümmung aufweist. Sprich der Strahldurchmesser bleibt in der x-z-Ebene gleich groß, beziehungsweise der Laserstrahl bleibt bezüglich der x-z-Ebene kollimiert.

Zum anderen wird der Laserstrahl in der y-z-Ebene fokussiert (Merke: „y wie in Zylinder“), da der Zylinderspiegel in dieser Ebene die Zylinderkrümmung aufweist. Trägt man den Strahldurchmesser bezüglich der y-z-Ebene als Funktion der z-Koordinate auf, so nimmt der Strahldurchmesser bezüglich der y-z-Ebene stetig ab, bis er ein Minimum im Fokuspunkt erreicht. Anschließend nimmt der Strahldurchmesser bezüglich der y-z-Ebene wieder zu. Mit anderen Worten konvergiert der Laserstrahl in der y-z-Ebene zum Fokus hin und divergiert anschließend vom Fokus weg.

Indem der Strahldurchmesser in x-z-Ebene konstant ist und der Strahldurchmesser bezüglich der y- z-Ebene minimiert wird, wird auch die Querschnittsfläche des Laserstrahls minimiert. In dem Minimum des Strahldurchmessers bezüglich der y-z-Ebene erreicht der Laserstrahl somit ein Intensitätsmaximum.

Der Laserstrahl kann somit zwischen der Einkoppeloptik und dem ersten Resonatorspiegel einen Fokus aufweisen, der auch bereits in dem nichtlinearen Medium liegen kann.

Nach dem Durchlaufen des Fokus divergiert der Laserstrahl in der y-z-Ebene. Anschließend trifft der Laserstrahl auf den ersten Resonatorspiegel, wo der Laserstrahl bezüglich der y-z-Ebene kollimert wird, wohingegen der Laserstrahl nun durch die Wechselwirkung mit dem ersten sphärischen Resonatorspiegel in der x-z-Ebene fokussiert wird. Gewissermaßen wird durch die Kombination von nicht-rotationssymmetrischer (zylindrischer) Einkoppeloptik und rotationssymmetrischem (sphärischem) Resonatorspiegel ein Wechsel der Fokusebene vorgenommen.

Dementsprechend weist der Laserstrahl zwischen dem ersten und dem zweiten sphärischen Resonatorspiegel, beziehungsweise beim ersten Durchgang durch den Resonator einen Fokus in derx-z-Ebene auf. Der Fokus erstreckt sich hierbei in die y-z-Ebene und ist somit elongiert, beziehungsweise ein Linienfokus.

Nach dem ersten Durchgang trifft der Laserstrahl auf den zweiten sphärischen Resonatorspiegel, wo der Laserstrahl bezüglich der x-z-Ebene wieder koll imiert wird und bezüglich der y-z-Ebene fokussiert wird.

Dementsprechend wechselt sich eine Fokussierung des Laserstrahls zwischen derx-z-Ebene und der y-z-Ebene bei aufeinanderfolgenden Durchgängen durch den Resonator ab. Insbesondere wird in dieser Ausführungsform der Laserstrahl bei jedem Durchgang nur einmal fokussiert. Mit anderen Worten wird eine gleiche Ausrichtung des Strahlquerschnitts nur bei jedem zweiten Durchgang erreicht, was einer sogenannten 4f-Abbildung entspricht.

Insbesondere ist der Laserstrahl auf dem Resonatorspiegel nicht fokussiert. Insbesondere ist der elongierte Fokus nicht auf und/oder an dem Resonatorspiegel positioniert.

Der Laserstrahl weist insbesondere auf dem Resonatorspiegel seine ursprüngliche Strahlform auf. Hierunter ist insbesondere die Strahlform zu verstehen, welche der auf die Einkoppeloptik einfallende Laserstrahl und/oder der aus dem Laser austretende Laserstrahl aufweist.

Der auf die Einkoppeloptik einfallende Laserstrahl und/oder der aus dem Laser austretende Laserstrahl weist beispielsweise eine Gauß’sche Strahlform auf.

Die Einkoppeloptik kann auch in Form einer Durchgangsöffnung in einem der Spiegel des Resonators ausgebildet sein, so dass auf diese Weise ein Einkoppeln des Laserstrahls in den Resonator erreicht werden kann.

Es kann aber auch sein, dass die Einkoppeloptik ein astigmatischer Spiegel ist, der in zwei verschiedenen typischerweise orthogonalen Spiegelebenen, der Sagittalebene und der Meridionalebene, zwei verschiedene Brennweiten aufweist. Beispielsweise kann die Sagittalebene mit der x-y-Ebene zusammenfallen und die y-z-Ebene mit der Meridionalebene zusammenfallen. Beispielsweise kann der Spiegel in der Sagittalebene eine größere Brennweite aufweisen als in der Meridionalebene. Dann ergeben sich aus den zwei Spiegelebenen zwei relevante Strahlebenen in denen die Propagation und Fokussierung des Laserstrahls beschrieben werden können:

In der Meridionalebene wird der Laserstrahl dank der kleineren Brennweite in Strahlausbreitungsrichtung zuerst fokussiert, sprich der Strahldurchmesser bezüglich der Meridionalebene des Laserstrahls wird in dem ersten Fokus minimiert. Entsprechend ist der Strahldurchmesser bezüglich der Meridionalebene im Fokus kleiner als in der Sagittalebene. Es ergibt sich somit bei einem astigmatischen Spiegel ein Linienfokus, der sich in der Sagittalebene erstreckt.

Anschließend wächst der Strahldurchmesser bezüglich der Meridionalebene wieder an, wohingegen der Strahldurchmesser in der Sagittalebene weiter reduziert wird, bis dieser im Fokus der Sagittalebene minimal ist. Es ergibt sich somit bei einem astigmatischen Spiegel ein weiterer Linienfokus, der sich in die Meridionalebene erstreckt.

Bei beiden ausgeführten Einkoppeloptiken ist der Linienfokus dazu geeignet, eine nichtlineare Wechselwirkung des Laserstrahls mit dem nichtlinearen Medium durch die Intensitätsüberhöhung herbeizuführen. Jedoch ist die Intensität durch den elongierten Fokus gering genug, um eine kritische Selbstfokussierung zu vermeiden. Durch die nichtlineare Wechselwirkung mit dem nichtlinearen Medium erfährt der Laserpuls wie oben beschrieben eine spektrale Verbreiterung.

Nachdem der Laserstrahl genügend stark spektral verbreitert wurde, kann der Laserstrahl durch eine Auskoppeloptik aus dem Resonator ausgekoppelt werden. Die Auskoppeloptik kann hierbei den Laserstrahl erneut kollimieren. Hierzu kann die Auskoppeloptik nicht-rotationssymmetrisch ausgebildet sein, insbesondere zylinderförmig ausgebildet sein, um die entsprechende Konvergenz des Laserstrahls zu beseitigen.

Die Auskoppeloptik kann hierbei beispielsweise mindestens einen gechirpten Spiegel aufweisen oder ein gechripter Spiegel sein, um eine zeitliche Pulskompression des spektral verbreiterten Laserpulses zu erreichen.

Die Auskoppeloptik kann auch in Form einer Durchgangsöffnung in einem der Resonatorspiegel ausgebildet sein, so dass auf diese Weise ein Auskoppeln des Laserstrahls aus dem Resonator erreicht werden kann.

Der Resonator kann hierbei mindestens zwei Resonatorspiegel aufweisen. Das kann bedeuten, dass der Resonator beispielsweise genau zwei monolithische Spiegel aufweist. Insbesondere kann bei der vorliegenden Ausführungsform jedes Spiegelsegment ein sphärischer Spiegel sein. Der Resonator kann dementsprechend eine modifizierte Herriott-Zelle sein. Dadurch wird eine besonders hohe mechanische Stabilität erreicht.

Es kann aber auch sein, dass sich jeder Resonatorspiegel aus mehreren Spiegelsegmenten zusammensetzt. Dadurch kann ein höherer Justagefreiheitsgrad erreicht werden.

In einem zweiten Ausführungsbeispiel kann die Einkoppeloptik ein nicht-rotationssymmetrischer Spiegel, bevorzugt ein Zylinderspiegel sein, und der Resonator kann mindestens zwei gegenüberliegende nicht-rotationssymmetrische Resonatorspiegel, bevorzugt Zylinderspiegel aufweisen, wobei die Auskoppeloptik bevorzugt ein Zylinderspiegel ist.

Analog zu der ersten Ausführungsform bekommt der kollimierte Laserstrahl durch die nichtrotationssymmetrische Einkoppeloptik eine Konvergenz beispielsweise in der y-z-Ebene aufgeprägt.

Wenn der Fokus durch die Einkoppeloptik beispielsweise vor dem ersten Zylinderspiegel des Resonators liegt, dann kann durch entsprechende Wahl der Brennweite des Zylinderspiegels des Resonators eine weitere Fokuszone während des ersten Durchgangs erzeugt werden. Die Fokuszone kann hierbei ebenfalls in der y-z-Ebene liegen. Durch den zweiten Zylinderspiegel des Resonators kann wiederum ein Fokus beim zweiten Durchgang erzeugt werden. Wenn die Zylinderachsen von Einkoppeloptik und Resonatoroptik parallel verlaufen, dann wird der Laserstrahl immer in der y-z-Ebene fokussiert. Gewissermaßen wird somit eine gleiche Ausrichtung des Strahlquerschnitts bei jedem Durchgang erreicht, was einer sogenannten 2f-Abbildung entspricht.

Es kann aber auch sein, dass die Zylinderachsen des Resonators orthogonal zueinanderstehen. Dann kann durch eine geeignete Wahl der Brennweite der Resonatorspiegel eine abwechselnde Fokussierung in der Ebene der Zylinderkrümmung und der Ebene der Zylinderachse herbeigeführt werden. Hierbei ist jedoch zu beachten, dass die Divergenz des Laserstrahls nach einem Fokus so klein gehalten wird, dass die Aufweitung des Laserstrahls kleiner ist als die Abmessung des Zylinderspiegels des Resonators. Gewissermaßen wird somit eine gleiche Ausrichtung des Strahlquerschnitts bei jedem zweiten Durchgang erreicht, was einer sogenannten 4f-Abbildung entspricht.

Es kann auch sein, dass der Resonator eine Multipasszelle ist, wobei die Multipasszelle mindestens drei Spiegel aufweist, wobei der erste Spiegel der Multipasszelle auf die der Laserstrahl trifft eine Einkoppeloptik ist und der letzte Spiegel der Multipasszelle aus die der Laserstrahl trifft die Auskoppeloptik ist. Eine Multipasszelle ist hierbei insbesondere eine zweidimensionale Anordnung von Spiegeln. Die Funktionsweise ist jedoch analog zur der der Herriott-Zelle, beziehungsweise zu den weiter oben beschriebenen Resonatoren.

Ein Vorteil der Multipasszelle liegt in der einfacheren Justage und der einfacheren mechanischen Ausführung. Dadurch kann eine Multipasszelle kostengünstig hergestellt werden.

Der Abstand zweier nacheinander vom Laserstrahl angelaufene Spiegel des Resonators kann zwischen dem 0,8-fachen und dem 1 ,2-fachen der Summe oder der doppelten Summe der Brennweiten der beiden Spiegel betragen.

Beispielsweise kann der erste sphärische Spiegel des Resonators eine Brennweite von 30cm aufweisen und der zweite sphärische Spiegel des Resonators kann eine Brennweite von 70cm aufweisen. Dann können die Spiegel in einem Abstand von 80cm bis hin zu 120cm voneinander aufgestellt werden.

Beispielsweise kann der erste Zylinderspiegel des Resonators eine Brennweite von 100cm aufweisen und der zweite Zylinderspiegel des Resonators kann eine Brennweite von 100cm aufweisen. Dann können die Spiegel auch in einem Abstand von 80 bis 120 aufgestellt werden. In diesem Fall kann in jedem zweiten Durchgang dieselbe Ausrichtung des Querschnitts des Fokus erreicht werden.

Insbesondere können die Spiegel des Resonators dieselbe Brennweite aufweisen.

Dies erlaubt eine einfachere geometrische Anordnung der Spiegel und eine einfachere Justage.

Insgesamt kann die Gesamttransmission der Vorrichtung größer als 50% sein. Dadurch können insbesondere Leistungsverluste reduziert werden. Zudem kann eine hohe Laserleistung erreicht werden.

Insbesondere kann sich die Gesamttransmission auf den Spektralbereich beziehen, der mit der spektralen Verbreiterung erreicht werden soll. Daher kann die Transmission bei jeder Frequenz des Spektralbereichs des verbreiterten Pulses des Gesamtsystems bei mehr als 50% liegen.

Für die Auslegung einer entsprechenden Vorrichtung können die verschiedenen weiter oben aufgeführten Parameter berücksichtigt werden.

Hierfür kann zunächst aus der Pulsspitzenleistung der Querschnitt des Laserstrahls berechnet werden, bei der die Intensität im Fokus die lonisationsschwelle erreicht. Der Querschnitt (beziehungsweise Durchmesser) ist wie weiter oben gezeigt mit dem Öffnungswinkel des Laserstrahls über das Strahlparameterprodukt verknüpft.

Zusätzlich sollte die maximale Intensität oder die Fluenz des Laserstrahls auf den Spiegeln kleiner als die laserinduzierte Zerstörschwelle (LIDT) sein, so dass die Spiegel nicht durch den Laserstrahl zerstört werden. Die laserinduzierte Zerstörschwelle wird hierbei unterschritten, wenn die Querschnittsfläche des Laserstrahls auf dem Spiegel eine gewisse kritische Querschnittsfläche übersteigt. Aus der Querschnittsfläche auf den Spiegeln, der Querschnittsfläche im Fokus und dem Öffnungswinkel lässt sich somit die Brennweite der Spiegel ableiten.

Schließlich lässt sich über die Auswahl des nichtlinearen Mediums und insbesondere über den Gasdruck und über die Gasart der nichtlineare Phasenschub durch das B-Integral pro Durchgang durch das nichtlineare Medium einstellen.

Bei den oben genannten Berechnungen können insbesondere Sicherheitsfaktoren berücksichtigt werden, um ein Ionisieren oder ein Zerstören der Spiegel sicher zu umgehen.

Kurze Beschreibung der Figuren

Bevorzugte weitere Ausführungsformen der Erfindung werden durch die nachfolgende Beschreibung der Figuren näher erläutert. Dabei zeigen:

Figur 1 eine schematische Darstellung der Vorrichtung;

Figur 2 eine schematische Darstellung der Ortsabhängigkeit verschiedener

Strahleigenschaften gemäß Stand der Technik;

Figur 3A, B, C eine schematische Darstellung der erfindungsgemäßen Ortsabhängigkeit verschiedener Strahleigenschaften;

Figur 4A, B, C, D schematische Darstellungen unterschiedlicher Einkoppeloptiken;

Figur 5 eine weitere schematische Darstellung der erfindungsgemäßen Ortsabhängigkeit verschiedener Strahleigenschaften;

Figur 6 eine schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Vorrichtung;

Figur 7 eine weitere schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Vorrichtung;

Figur 8 eine weitere schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Vorrichtung; Figur 9 eine weitere schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Vorrichtung; und

Figur 10 eine schematische Darstellung einer erfindungsgemäßen Multipasszelle.

Detaillierte Beschreibung bevorzugter Ausführunqsbeispiele

Im Folgenden werden bevorzugte Ausführungsbeispiele anhand der Figuren beschrieben. Dabei werden gleiche, ähnliche oder gleichwirkende Elemente in den unterschiedlichen Figuren mit identischen Bezugszeichen versehen, und auf eine wiederholte Beschreibung dieser Elemente wird teilweise verzichtet, um Redundanzen zu vermeiden.

In Figur 1 ist schematisch eine erste Ausführungsform der hier vorgeschlagenen Vorrichtung 2 gezeigt. Hierbei stellt ein Laser 1 einen Laserstrahl 10 bereit, in dem die Laserpulse 100 des Lasers 1 propagieren. Insbesondere können die Laserpulse 100 ultrakurze Laserpulse sein. Beispielsweise können die ultrakurzen Laserpulse eine Pulsdauer von weniger al 100ps, bevorzugt weniger als 1 ps, beispielsweise 600fs aufweisen.

Die Laserpulse 100 weisen hierbei ein Frequenzbandbreite auf, die durch die Vorrichtung 2 verbreitert werden soll. Beispielsweise kann die Pulsspitzenleistung P _p der Laserpulse des Laserstahls von 80 Megawatt (MW) bis 1 Petawatt (PW), bevorzugt zwischen 500 Megawatt (MW) und 100 Terawatt (TW), liegen.

Die Vorrichtung 2 weist hierbei eine Einkoppeloptik 20, einen Resonator 22, ein zumindest im Resonator 22 vorliegendes nichtlineares Medium 240, sowie eine Auskoppeloptik 26 auf. Der Laserstrahl 100 trifft in einem kollimierten Zustand auf die Einkoppeloptik 20 und wird von dieser in den Resonator 22 geleitet. In dem Resonator 22 wird der Laserstrahl 10 mehrfach von den Resonatorseiten 220, 222 reflektiert und dabei durch das nichtlineare Medium 240 geleitet.

Bei jedem Durchgang durch den Resonator 22 wird der Laserstrahl 10 fokussiert, so dass der Laserpuls 100 nach jeder Reflektion an einer der Resonatorseiten 220, 222 mit dem nichtlinearen Medium 240 wechselwirken und dadurch spektral verbreitert werden kann. Nach der letzten Reflektion des Laserstrahls 10 an einer Resonatorseite 222 wird der Laserstrahl 10 von der Auskoppeloptik 26 ausgekoppelt. Der ausgekoppelte Laserpuls 100‘ ist gegenüber dem ursprünglichen Laserpuls 100 spektral verbreitert. Die Auskopplungsoptik kann hierbei den Laserstrahl 10 erneut kollimieren und/oder eine Pulskompression durchführen und/oder den Laserstrahl 10 zu einem nachgeschalteten Pulskompressor führen.

Das nichtlinearen Medium 240 kann beispielsweise Umgebungsluft, gefilterte Luft oder ein spezifisch ausgewähltes Gas, beispielsweise ein Edelgas, sein. Liegt das nichtlineare Medium 240 lediglich als Umgebungsluft vor, so kann auf einen gasdichten Abschluss der Vorrichtung 2 gegenüber der Umgebung verzichtet werden. Soll als nichtlineare Medium 240 jedoch etwas Anderes als Umgebungsluft verwendet werden, so muss die Vorrichtung 2 einen gasdichten Abschluss gegenüber der Umgebung bereitstellen oder ein ständiges Durchströmen zumindest des Resonators 22 mit dem gewünschten Gas ermöglichen. Das als nichtlineares Medium bereitgestellte Gas kann beispielsweise ein Edelgas sein, beispielsweise Helium, Argon oder Krypton.

Anstelle der in der Figur 1 gezeigten separaten Einkoppeloptik 20 und der separaten Auskoppeloptik 26 diese auch jeweils durch eine Öffnung in einem der Resonatorspiegel 220, 222 ausgebildet sein, durch welche der Laserstrahl 10 in den Resonator 22 eintreten und wieder aus diesem austreten kann.

Verschiedene Strahleigenschaften in einem Resonator nach dem Stand der Technik sind in Figur 2 gezeigt. Gemäß dem Stand der Technik sind die gezeigte Einkoppeloptik 20, der erste Resonatorspiegel 220 und der zweite Resonatorspiegel 220 sowie die Auskoppeloptik 26 sphärische Spiegel. Dies hat weitreichende Konsequenzen für die Strahlformung in dem Resonator 22. In Figur 2 ist der Strahldurchmesser D als Funktion der Strahlausbreitungsrichtung z für die x-z- Ebene und die y-z-Ebene gezeigt. Die z-Richtung fällt hierbei stets mit der Strahlausbreitungsrichtung des Laserstrahls 10 zusammen, auch nach Reflexionen an einem der verbauten Spiegel.

Der Laserstrahl 10 ist zunächst kollimie rt , bevor er auf die Einkoppeloptik 20 fällt. Dies ist daran zu erkennen, dass der Strahldurchmesser vor der Einkoppeloptik 20 sowohl in derx-z-Ebene als auch in der y-z-Ebene konstant ist.

Durch die sphärische Einkoppeloptik 20 wird der Laserstrahl 10 reflektiert und fokussiert. Insbesondere findet dadurch eine Fokussierung des Laserstrahls 10 in derx-z-Ebene und der y-z- Ebene statt. Die gesamte Energie des Laserstrahls 10 wird dementsprechend auf eine quasi punktförmige Fläche konzentriert, so dass es lokal im Fokuspunkt 3 zu einem Ansteigen der Intensität I kommt. Dies ist ebenfalls in Figur 2 gezeigt. Der Fokuspunkt 3 ist dementsprechend dort angeordnet, wo der Strahldurchmesser D ein Minimum in beiden Strahldurchmessern aufweist. Der Laserstrahl 10 bewegt sich durch das durch das Gas ausgebildete nichtlineare Medium 240, wobei eine nichtlineare Wechselwirkung zwischen dem Gas und dem Laserpuls 100 zu einer spektralen Verbreiterung führen soll. Nachdem der Laserstrahl 10 ein Minimum des Strahldurchmessers D durchlaufen hat, divergiert der Laserstrahl 10 zum zweiten Spiegel 222 des Resonators 22, von wo aus er erneut reflektiert und fokussiert wird, und so weiter.

Wie weiter oben beschrieben, kann es aufgrund der hohen Intensität und der nichtlinearen Wechselwirkung mit dem Gas in dem quasi punktförmigen Fokus 3 zu einer Selbstfokussierung des Laserstrahls 10 oder einer Ionisierung des Gases kommen. Ersteres ist insbesondere der Fall, wenn die Leistung des Lasers die kritische Pulsspitzenleistung Pent überschreitet. Da die kritische Pulsspitzenleistung Pont über den Strahldurchmesser D mit der Intensität I verknüpft ist, kann dementsprechend ein Fokussieren des Laserstrahls 10 zu einer sogenannten katastrophalen Selbstfokussierung führen.

Um dieses Problem zu beheben ist der Resonator 22 und/oder die Einkoppeloptik 20 gemäß der hier vorgeschlagenen Vorrichtung 2 dazu eingerichtet, den Laserstrahl 10 zu fokussieren, wobei der Strahlquerschnitt im Fokus elongiert ist.

In Figur 3A ist ein entsprechender Verlauf verschiedener Strahleigenschaften des Resonators 22 gemäß der vorgeschlagenen Vorrichtung 2 gezeigt. Insbesondere ist der Verlauf des Strahldurchmessers D gezeigt, wenn der Strahlquerschnitt im Fokus 30 elongiert ist. Der Laserstrahl 10 wird hierbei durch die Einkoppeloptik 20 zunächst in einer Strahlebene fokussiert, hier die y-z-Ebene. Durch die Fokussierung in der y-z-Strahlebene weist der Laserstrahl 10 in der x- z-Ebene auch nach der Reflexion an der Einkoppeloptik 20 einen unveränderten Strahldurchmesser D auf. In dem Minimum des Strahldurchmessers D, sprich dem Fokus 30 zwischen der ersten und der zweiten Resonatorseite 220, 200, wird demzufolge eine Intensitätsüberhöhung in Form eines Linienfokus 30 erzeugt. Der Linienfokus 30 erstreckt sich bei einer Fokussierung in der y-z-Ebene in derx-z-Ebene. Durch den Linienfokus bleibt die Intensität im Linienfokus 30 vergleichsweise gering, so dass die kritische Pulsspitzenleistung Pent nicht erreicht wird. In der Folge kommt es auch nicht zur katastrophalen Selbstfokussierung. Typischerweise ist die Intensität hierbei auch so gering, dass ein Ionisieren des als nichtlineares Medium 240 verwendeten Gases vermieden wird.

Durch die ausreichend hohe Intensität im Linienfokus 30 kann jedoch eine spektrale Verbreiterung des Laserpulses 100 beim Durchgang durch das nichtlineare Medium 240 bewirkt werden. Dieses Verhalten lässt sich an dem aufgetragenen B-Integral ablesen. Das B-Integral, also der nichtlineare Phasenschub, vergrößert sich stets im Bereich des Linienfokus 30. Relevante Beiträge erfährt das B-Integral jedoch bloß um den Fokus 30 herum, so dass das B-Integral gewissermaßen einer Stufenfunktion folgt. Ein solcher Linienfokus 30 kann auf unterschiedliche Weisen erzeugt werden. Eine Möglichkeit ist es, eine nicht-rotationssymmetrische Einkoppeloptik 20 mit rotationssymmetrischen Resonatorspiegeln 220, 222 zu kombinieren.

In Figur 3B ist der Fokus 30 eines Laserstrahls 10 gezeigt, der durch eine astigmatische Einkoppeloptik 20, beispielsweise einen astigmatischen Spiegel, erzeugt wurde. Der Strahldurchmesser hat sowohl in der x-Achse als auch in der y-Achse im Fokus 30 ein Minimum. Jedoch ist die Pulsspitzenleitsung auf eine größere Fläche im Vergleich zu einem Punktfokus verteilt, so dass es weder zur Selbstfokussierung noch zur Überschreitung der lonisationsschwelle des als nichtlineares Medium verwendeten Gases kommt.

In Figur 3C ist analog der Fokus eines Laserstrahls 10 gezeigt, der durch eine zylinderförmige Einkoppeloptik 20 erzeugt wurde. Hierbei ist der Strahldurchmesser in der x-Achse konstant (so wie in Figur 3A gezeigt) und nur der Strahldurchmesser entlang der y-Achse durchläuft ein Minimum. Dementsprechend wird durch eine Zylinderoptik ein sogenannter Linienfokus 30 ausgebildet.

Beispielsweise ist in Figur 4A eine Einkoppeloptik 20 in Form eines Zylinderspiegels 20 in der Seitenansicht und in Figur 4B in der Vogelperspektive gezeigt. Der kollimierte Laserstrahl 10 fällt hierbei zunächst von rechts auf die verspiegelte Oberfläche der Einkoppeloptik 20 und wird dort reflektiert. In der Seitenansicht weist die Einkoppeloptik 20 die Zylinderkrümmung auf, so dass eine Fokussierung des Laserstrahls 10 erreicht wird. Gleichzeitig bleibt der Strahldurchmesser D des Laserstrahls in der Vogelperspektive unverändert, da die Einkoppeloptik 20 in dieser Ebene keine Fokussierung vornimmt. Vielmehr wird der Laserstrahl 10 hier lediglich reflektiert.

Als nächstes wird der in der in der Seitenansicht fokussierte Laserstrahl 100 auf den ersten Resonatorspiegel 220 geleitet, wie in Figur 4C gezeigt ist. Durch die sphärische Krümmung der Spiegeloberfläche des ersten Resonatorspiegels 220 kann dementsprechend der Laserstrahl 10 in der Seitenansicht kollimiert werden, während der Laserstrahl 10 in der Vogelperspektive fokussiert wird. Durch die Anordnung von nicht-rotationssymmetrischer Einkoppeloptik 20 und rotationssymmetrischen Resonatorspiegeln 220, 222 kann dementsprechend ein Linienfokus 30 abwechselnd in derx-z-Ebene und in der y-z-Ebene geformt werden.

Insbesondere sei darauf hingewiesen, dass mit der hier vorgeschlagenen Vorrichtung 2 die Strahldurchmesser und Intensitätsverläufe der Figur 3A erzeugt werden können.

In Figur 5 sind verschiedene Strahleigenschaften einer alternative Ausführungsform der Vorrichtung 2 gezeigt, bei der alle Linienfokusse 30 in derselben Ebene liegen. Dies kann insbesondere dadurch erreicht werden, dass sowohl die Einkoppeloptik 20 als auch die Resonatorspiegel 220, 222 nicht-rotationssymmetrisch sind. Dementsprechend kann der Laserstrahl 10 stets in der y-z- Ebene fokussiert werden. Eine entsprechende Vorrichtung 2 ist in Figur 6 gezeigt.

In Figur 6 ist eine Vorrichtung 2 gezeigt, bei der die Einkoppeloptik 20 als auch die Resonatorspiegel 220, 222 nicht-rotationssymmetrisch sind, beziehungsweise Zylinderspiegel sind. In der vorliegenden Ansicht steht die Zylinderachse senkrecht zur Blattebene, so dass die Zylinderkrümmung aller Spiegel 20, 220, 222 und 26 in der Blattebene liegt.

Der kollimierte Laserstrahl 10 fällt auf die Einkoppeloptik 20 und wird von dort aus zum ersten Resonatorspiegel 220 reflektiert, wobei der Laserstrahl einen ersten Fokus durchläuft. Nach der ersten Reflexion an der ersten Resonatorseite 220 durchläuft der Laserstrahl 10 einen Linienfokus 30, der in dem als nichtlineares Medium 240 vorliegenden Gases liegt, so dass der Laserpuls 100 mit dem nichtlinearen Medium wechselwirken kann, so dass der Laserpuls 100 spektral verbreitert wird. Da die zweite Resonatorseite 222 ebenfalls nicht-rotationssymmetrisch ist und wie die erste Resonatorseite 220 ausgerichtet ist, wird der Laserstrahl 10 immer in derselben Strahlebene fokussiert. Der Laserstrahl 10 durchläuft den Resonator 22 hierbei beispielsweise 5 mal.

Weitere Ausführungsformen der Vorrichtung 2 sind in Figuren 7 bis 10 gezeigt.

In Figur 7 besteht der Resonator 22 aus zwei gegenüberliegenden Seiten 220 und 222, die jeweils mehrere Spiegel 224 umfassen. Die Spiegel sind auf den Resonatorseiten 220, 222 so angeordnet, dass der Laserstrahl 10 das nichtlineare Medium mehrfach durchlaufen kann. Indem die Resonatorseiten 220, 222 einzelne Spiegelaufweisen, kann insbesondere eine einfachere Justage ermöglicht werden.

In Figur 8 sind die monolithischen Resonatorspiegel aus den Figuren 1 und 6 durch sogenannte segmentierte als Resonatorspiegel vorgesehene Spiegel 224 ersetzt. Hierbei wird ausgenutzt, so dass der Laserstrahl 10 die Resonatorseiten 220, 222 nicht vollständig ausleuchtet, sondern nur abschnittsweise. Gewissermaßen werden von den Resonatorseiten 220, 222 nur diejenigen Abschnitte beibehalten, auf die der Laserstrahl 10 tatsächlich trifft. Analog hierzu ist in Figur 9 ein Fall gezeigt, in dem der Resonator 22 tatsächlich aus einzelnen Spiegeln 224 aufgebaut ist.

In Figur 10 ist eine sogenannte Multipasszelle als Resonator 22 gezeigt. Die Multipasszelle 22 weist in einer Ebene eine Vielzahl von Spiegeln 224 auf, durch die der Laserstrahl 10 vielfach durch das nichtlineare Medium 240 geführt wird. Insbesondere ist hierbei der erste Spiegel die Einkoppeloptik 20 und der letzte Spiegel die Auskoppeloptik 26. Prinzipiell kann in den Figuren 7 bis 10 jeder Spiegel für sich genommen rotationssymmetrisch beziehungsweise nicht-rotationssymmetrisch sein. Es ist aber auch möglich, dass die Spiegeloberflächen mit der Oberfläche eines einzelnen rotationssymmetrischen oder nichtrotationssymmetrischen Spiegels zusammenfallen. Soweit anwendbar, können alle einzelnen Merkmale, die in den Ausführungsbeispielen dargestellt sind, miteinander kombiniert und/oder ausgetauscht werden, ohne den Bereich der Erfindung zu verlassen.

Bezuqszeichenliste

Laser

Laserstrahl

100 Laserpuls

2 Vorrichtung

20 Einkoppeloptik

22 Resonator

220 erste Resonatorseite

222 zweite Resonatorseite

224 Spiegel

240 nichtlineares Medium

Auskoppeloptik

Fokus

30 Linienfokus