Laser in Wissenschaft und Technik

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Author: Wolfgang Radloff

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Laser in Wissenschaft und Technik

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Wolfgang Radloff


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Autor Prof. Dr. Wolfgang Radloff [email protected] Wichtiger Hinweis für den Benutzer

Der Verlag, der Herausgeber und die Autoren haben alle Sorgfalt walten lassen, um vollständige und akkurate Informationen in diesem Buch zu publizieren. Der Verlag übernimmt weder Garantie noch die juristische Verantwortung oder irgendeine Haftung für die Nutzung dieser Informationen, für deren Wirtschaftlichkeit oder fehlerfreie Funktion für einen bestimmten Zweck. Der Verlag übernimmt keine Gewähr dafür, dass die beschriebenen Verfahren, Programme usw. frei von Schutzrechten Dritter sind. Die Wiedergabe von Gebrauchsnamen, Handelsnamen, Warenbezeichnungen usw. in diesem Buch berechtigt auch ohne besondere Kennzeichnung nicht zu der Annahme, dass solche Namen im Sinne der Warenzeichen- und Markenschutz-Gesetzgebung als frei zu betrachten wären und daher von jedermann benutzt werden dürften. Der Verlag hat sich bemüht, sämtliche Rechteinhaber von Abbildungen zu ermitteln. Sollte dem Verlag gegenüber dennoch der Nachweis der Rechtsinhaberschaft geführt werden, wird das branchenübliche Honorar gezahlt. BibliograÀsche Information der Deutschen Nationalbibliothek Die Deutsche Nationalbibliothek verzeichnet diese Publikation in der Deutschen NationalbibliograÀe; detaillierte bibliograÀsche Daten sind im Internet über http://dnb.d-nb.de abrufbar. Springer ist ein Unternehmen von Springer Science+Business Media springer.de © Spektrum Akademischer Verlag Heidelberg 2010 Spektrum Akademischer Verlag ist ein Imprint von Springer 10

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Das Werk einschließlich aller seiner Teile ist urheberrechtlich geschützt. Jede Verwertung außerhalb der engen Grenzen des Urheberrechtsgesetzes ist ohne Zustimmung des Verlages unzulässig und strafbar. Das gilt insbesondere für Vervielfältigungen, Übersetzungen, MikroverÀlmungen und die Einspeicherung und Verarbeitung in elektronischen Systemen. Planung und Lektorat: Dr. Andreas Rüdinger, Bettina Saglio Herstellung und Satz: Crest Premedia Solutions (P) Ltd, Pune, Maharashtra, India Umschlaggestaltung: wsp design Werbeagentur GmbH, Heidelberg TitelfotograÀe: G. Steinmeyer, Max-Born-Institut für Nichtlineare Optik und Kurzzeitspektroskopie, Berlin ISBN 978-3-8274-2427-3

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I

Inhalt

Vorwort . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . IX

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Einführung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1 1.1 Entdeckung des Lasers . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2 Bedeutung des Lasers heute . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

2

Laserprinzip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7 2.1 2.2 2.3 2.4

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Laserresonator . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Lasermoden. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Laserbedingung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . Besetzungsinversion und Lasertypen . . . . . . . . . . . . 2.4.1 Festkörperlaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.2 Gaslaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.3 Farbstofflaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.4 Halbleiterlaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2.4.5 Röntgenlaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

7 9 13 15 16 19 24 25 27

Lasereigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31 3.1 Entwicklung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Kohärenz . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2.1 Kohärenz im klassischen Sinn . . . . . . . . . . . . 3.2.2 Kohärenz höherer Ordnung . . . . . . . . . . . . . 3.3 Frequenztransformation . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.3.1 Harmonischen- und Differenzfrequenz-Erzeugung . . . . . . . . . . . .

32 37 37 43 47 47

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Laser in Wissenschaft und Technik 3.3.2 Parametrische Fluoreszenz . . . . . . . . . . . . . . 3.3.3 Nichtlineare Effekte höherer Ordnung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.4 Erzeugung kurzer Laserimpulse . . . . . . . . . . . . . . . 3.5 Hohe Energien, große Leistungen . . . . . . . . . . . . . .

50 51 55 58

Anwendungen des Lasers . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

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4.1 Der gebündelte Laserstrahl . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.1.1 Fluchtung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.1.2 Abstandsmessung und LIDAR . . . . . . . . . . . 4.2 Laser in Gebrauchsgütern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2.1 CD- und DVD-Speicher . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2.2 Strichcode-Lesegeräte . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2.3 Laserdrucker . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.2.4 Laserfernsehen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.3 Laser in der Kommunikationstechnik . . . . . . . . . . . 4.3.1 Lichtleiter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.3.2 Laser-Nachrichtenübertagung . . . . . . . . . . . 4.3.3 Quantenkommunikation . . . . . . . . . . . . . . . 4.4 Laser in der Materialbearbeitung . . . . . . . . . . . . . . 4.4.1 Allgemeines. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.4.2 Makromaterialbearbeitung . . . . . . . . . . . . . 4.4.3 Mikromaterialbearbeitumg . . . . . . . . . . . . . 4.5 Laser in der Medizin . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.5.1 Allgemeines. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.5.2 Augenbehandlung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.5.3 Neue Entwicklungen . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.6 Anwendungen von Hochleistungsund Hochenergielasern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.7 Hochauflösende Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . 4.7.1 Lineare Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.7.2 Nichtlineare Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . 4.8 Ultraschnelle Prozesse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.8.1 Allgemeine Betrachtungen . . . . . . . . . . . . . 4.8.2 Zeitaufgelöste Spektroskopie in der Physik . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .

63 63 65 68 69 72 73 75 76 76 78 81 83 83 85 90 98 98 100 103 107 112 112 117 120 120 125

Inhalt 4.8.3 Femtochemie. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.8.4 Ultraschnelle Prozesse in Biomolekülen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.9 Laser für Präzisionsmessungen . . . . . . . . . . . . . . . . 4.9.1 Anwendungen in der Metrologie . . . . . . . . 4.9.2 Nachweis von Gravitationswellen . . . . . . . .

VII 128 131 134 134 140

Literatur . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 145 Bildnachweis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 147 Stichwortverzeichnis . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 149

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I

Vorwort

Der Begriff „Laser“ ist heute allgemein bekannt und wird von der breiten Öffentlichkeit als Bezeichnung für eine Lichtquelle mit besonderen Eigenschaften verstanden. Was verbirgt sich aber hinter diesem Begriff? Welche Qualitäten besitzt diese neuartige Lichtquelle? Und – vor allem – welches sind die Gründe für die rasante Entwicklung, die der Laser in den vergangenen 50 Jahren – seit seiner Entdeckung im Jahre 1960 – genommen hat? Die kaum noch überschaubare Vielfalt der Anwendungen in Wissenschaft und Technik, die zu unzähligen, nicht vorhersehbaren Innovationen geführt hat, kann nur mit größtem Erstaunen wahrgenommen werden. Dem Leser ein wenig von diesem Staunen zu vermitteln, ist ein wesentliches Anliegen der nachfolgenden Betrachtungen. Anfänglich war der neu entdeckte Laser nicht viel mehr als eine etwas exotische Lichtquelle, die einen gut gebündelten Lichtstrahl lieferte und die vorrangig für Experimente in wissenschaftlichen Labors geeignet schien. Es gab zwar einige erste Anwendungsversuche, zum Beispiel bei Vermessungsarbeiten im Bauwesen oder beim Bohren kleiner Löcher mit dem fokussierten Strahl, zeitweilig aber war völlig offen, ob diese neuartige Lichtquelle je eine größere Bedeutung erlangen würde. Zu gering waren die Wirkungsgrade beim Betreiben des Lasers, zu kurz seine Lebensdauer, und zu umfänglich gestalteten sich zunächst die Kosten für die Herstellung dieser Lichtquellen.

X


Wie ganz anders stellt sich heute – rund 50 Jahre später – die Situation dar! Der Laser ist geradezu ein Gebrauchsgegenstand. Wohl jeder hat schon einmal einen Laser-Pointer in der Hand gehalten, einem CD-Player gelauscht oder einen Laser-Drucker oder Laser-Scanner bedient. In den entwickelten Ländern existieren heute wahrscheinlich nur noch wenige Haushalte, in denen die Lasertechnik nicht in irgendeiner Form genutzt wird. Das liegt ganz wesentlich daran, dass mit dem Diodenlaser eine Laserquelle zur Verfügung steht, die einen hohen Wirkungsgrad und eine sehr lange Lebensdauer besitzt. Durch Kombination der kleinen kompakten Halbleiterdioden zu Barren und Stapeln lassen sich extrem hohe Laserleistungen erzielen. Wegen der großen Stückzahlen sind die Kosten für diese Laser außerordentlich niedrig. Darüber hinaus sind viele weitere Lasermaterialien im Einsatz, die in den vergangenen Jahren im Hinblick auf optimale Anwendungen entwickelt wurden. Dabei sei nur am Rande erwähnt, dass einige Laser „der ersten Stunde“ – wie zum Beispiel der He-Ne-Gaslaser, der CO2-Gaslaser oder der Nd:YAG-Festkörperlaser – auch heute durchaus noch breite Anwendung finden. Die Weiterentwicklung der Laserquellen und ihrer Eigenschaften war Grundlage für die heute so überaus breite Palette unterschiedlichster Anwendungen des Lasers in Wissenschaft und Technik. Die hohen Energien und Leistungen, die sich mit den Diodenlasern selbst oder mit Diodenlaser-gepumpten Festkörperlasern erzielen lassen, haben die industrielle Nutzung vor allem in der Materialverarbeitung nachhaltig vorangetrieben. Laserquellen in Verbindung mit der Glasfasertechnik stellen die entscheidenden Komponenten für die optische Kommunikationstechnik dar, die Grundlage für das moderne, weltumspannende Datennetz ist. Die erreichte Variabilität der Wellenlänge des Laserlichts ist für die Anwendungen von großem Nutzen, da sich so die Energieeinkopplung in die betreffenden Materia-

Vorwort

XI

lien optimieren oder störende Verluste minimieren lassen. Die Monochromasie der Laserstrahlung, die man durch raffinierte Methoden auf höchste Werte steigern kann, erlaubt Messungen physikalischer Größen mit bisher undenkbarer Präzision. Die Entwicklung von Lasern mit extrem kurzen Impulsen lässt – wie mit einer Super-Blitzlicht-Kamera – die Registrierung von ultraschnellen Prozessen in der Natur zu, die sich bisher jeder Beobachtung entzogen. Die hohen Intensitäten im fokussierten Laserstrahl ermöglichen völlig neue Experimente bei sonst nicht erreichbaren Werten der elektromagnetischen Feldstärke. Die faszinierende Entwicklung, die die Laserphysik in den vergangenen 50 Jahren genommen hat, widerspiegelt sich auch in der erstaunlich großen Zahl herausragender wissenschaftlicher Pionierleistungen, die mit Nobelpreisen in Physik und Chemie gewürdigt wurden. Für unmittelbar am Laser orientierte Arbeiten erhielten in dieser Zeit 18 Wissenschaftler den begehrten Preis. Im einführenden Kapitel 1 dieses Buches wird die Entdeckung des Laserprinzips und die in den Folgejahren einsetzende rasante Entwicklung dieser neuen Lichtquelle skizziert. Das 2. Kapitel ist der Beschreibung des Laserprinzips gewidmet. Neben der prägenden Rolle des Laserresonators werden hier die Besonderheiten der wichtigsten Lasermaterialien diskutiert. Dabei erfolgt eine Beschränkung auf solche Lasermedien, deren Verstärkung auf der induzierten Emission in Atomen oder Molekülen beruht, während andere Laserquellen – wie der zunehmend an Bedeutung gewinnende Freie-Elektronen-Laser – nicht behandelt werden. Die aus dem Laserprinzip folgenden einzigartigen Eigenschaften der Laserstrahlung werden in Kapitel 3 erläutert. Nach der ausführlichen Diskussion der Kohärenz-Eigenschaften wird dabei vor allem auf die Erzeugung neuer Frequenzen, kurzer Impulse sowie hoher Energien und Leistungen eingegangen. In Kapitel 4 stehen ausgewählte, aus Sicht des Autors besonders

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markante Anwendungsbeispiele aus Technik und Wissenschaft im Mittelpunkt, wobei – wo immer angebracht – die Entwicklung in den letzten 50 Jahren einbezogen wird. Dabei ist nicht zu vermeiden, dass ganze Anwendungsbereiche und viele Details der Laserentwicklung unerwähnt bleiben. Hier sei der Leser auf einige umfangreichere Publikationen der letzten Jahre verwiesen (siehe Anhang). Das vorliegende Buch unterscheidet sich von den bisher auf diesem Gebiet veröffentlichten Fachbüchern, die sich vorrangig an Studierende und Absolventen der entsprechenden Fachgebiete an Universitäten und Hochschulen wenden. Hier wird der wesentlich breitere Kreis von wissenschaftlich und technisch interessierten Lesern angesprochen, die über kein Spezialwissen in den Naturwissenschaften verfügen. Das können zum Beispiel Ingenieure und Techniker sein, die beruflich mit Lasergeräten zu tun haben, wie auch interessierte Laien, die die Wirkprinzipien der Geräte verstehen möchten, die sie im Alltag mehr oder weniger häufig benutzen. Aber auch der Fachmann wird sicher das eine oder andere interessante Detail in diesem Buch entdecken. Wer auf anschauliche Weise erfahren möchte, wodurch die wesentlichen Eigenschaften des Lasers bedingt sind und wie diese Eingang in die immer weiter vorangetriebenen Anwendungen des Lasers gefunden haben, der wird in dem Buch nützliche Hinweise finden. Gleichzeitig kann der Leser nachempfinden, wie sich auf einem speziellen Wissensgebiet aus einer bescheidenen Quelle im Laufe der Jahre ein derart breiter Strom an neuen Erkenntnissen und großartigen technischen Innovationen entwickelt hat. Er erhält so eine Vorstellung davon, wie in unserem modernen Zeitalter neues Wissen und neue Techniken durch zielgerichtete systematische Forschungsarbeit entstehen. Abschließend sei Herrn Dr. Hans-Herrmann Ritze und Herrn Prof. Peter Nickles vom Max-Born-Institut für Nichtlineare Optik und Kurzzeitspektroskopie in Berlin sehr herzlich gedankt, die ausgewählte Kapitel dieses Buches kritisch durchgesehen haben.

Vorwort

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Besonderer Dank gilt Frau Helga Gromilovich vom gleichen Institut für die elektronische Bearbeitung der Abbildungen. Die Mitarbeiter vom Spektrum Akademischer Verlag, Herr Dr. Andreas Rüdinger und Frau Bettina Saglio, haben in hilfreicher und konstruktiver Weise zum Gelingen des Werkes beigetragen. Berlin, Juni 2010

Wolfgang Radloff

1 Einführung

1.1

Entdeckung des Lasers

Die Basis für die Entwicklung des Lasers bildete die Erkenntnis Einsteins aus dem Jahre 1917, dass angeregte Atome neben der spontanen Emission von Lichtquanten – die allen bis dahin bekannten „natürlichen“ Lichtquellen zugrunde liegt – auch eine stimulierte Emission aufweisen, die durch ein schon vorhandenes Strahlungsfeld induziert wird. Ganz analog wie bei der Absorption von Licht die Zahl der absorbierten Lichtquanten der Intensität der eingestrahlten Welle proportional ist, wächst auch die stimulierte Emission mit der Stärke des vorhandenen Strahlungsfeldes. Im ersteren Fall erfahren die Atome den Übergang von einem tieferen zu einem höheren Energiezustand, denn bei der Absorption nehmen sie ja die Energie eines Lichtquants auf. Im zweiten Fall „springen“ sie durch Abgabe des induzierten Quants von einem höheren in einen tieferen Energiezustand. Geht man in beiden Fällen von einem identischen Lichtfeld aus, stimmt die Wahrscheinlichkeit für beide Prozesse überein. Da nun aber in einem Ensemble vieler Atome im „Normalfall“ des thermischen Gleichgewichts mehr Atome in unteren als in höheren Zuständen vorliegen, überwiegt immer die Absorption, und die stimulierte Emission wird gar nicht bemerkt. (Aus diesem Grunde blieb letzterer Prozess bis zu Einsteins Entdeckung auch verborgen.) Erst wenn es gelingt, das Atomsystem so anzuregen, dass mehr Atome in höheren als in den darunter lie-

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genden Zuständen vorhanden sind – mithin eine Inversion bei der Besetzung der Atomzustände erreicht ist –, kann die stimulierte Emission die Absorption übertreffen, und das solcherart angeregte Atomsystem wird zum Verstärker der eingestrahlten Lichtwellen. Diese heute so einleuchtend erscheinenden Erkenntnisse benötigten in der ersten Hälfte des 20. Jahrhunderts einige Jahrzehnte der Reife, ehe man ihr ungewöhnliches Potenzial für die Verstärkung von elektromagnetischer Strahlung erkannte und nutzen konnte. Erst im Jahre 1954 wurden verschiedene Methoden publiziert, die die Verwirklichung des Prinzips im Mikrowellenbereich zum Inhalt hatten. Für die entsprechende Anordnung, mit der die Verstärkung und Erzeugung von Mikrowellen mit Hilfe der induzierten Emission gelang, wurde die Bezeichnung „Maser“ als Abkürzung für „Microwave amplification by stimulated emission of radiation“ eingeführt. Die maßgebliche Entwicklung des Masers erfolgte unabhängig voneinander in zwei Gruppen – durch N. G. Basov und A. M. Prochorov am Lebedev-Institut in Moskau und durch die Gruppe von C. H. Townes an der Columbia-Universität in New York. Alle drei Wissenschaftler wurden für diese Leistung im Jahre 1964 mit dem Nobelpreis für Physik geehrt. Schon im Jahre 1958 schlugen die amerikanischen Physiker A. L. Schawlow und Townes vor, das Maserprinzip auch auf den optischen Bereich mit seinen wesentlich kürzeren Wellenlängen auszudehnen. Und tatsächlich gelang wenig später – im Jahre 1960 – der amerikanischen Gruppe um T. Maiman der experimentelle Nachweis der Verstärkung von Licht durch induzierte Emission in einem Rubin-Kristall. Damit war zum ersten Mal ein auf diesem neuartigen Prinzip beruhender Lichtverstärker geschaffen, der als Laser („Light amplification by stimulated emission of radiation“) bezeichnet wurde. In den Folgejahren setzte eine intensive Forschungsarbeit auf diesem Gebiet ein, die zu einer ständigen Weiterentwicklung der Laserquellen und ihrer einzigartigen Eigenschaften sowie zu

1

Einführung

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deren Anwendungen in den unterschiedlichsten Bereichen von Technik und Wissenschaft führten.

1.2

Bedeutung des Lasers heute

Die technischen Anwendungen des Lasers beschränkten sich zunächst auf die einfache und naheliegende Nutzung des kollimierten Laserstrahls für Vermessungs- und Justierarbeiten. Erste Anwendungen des fokussierten Strahls in der Materialbearbeitung und in der Augenmedizin demonstrierten die potenziellen Möglichkeiten dieser neuartigen Lichtquelle. Die drastische Erweiterung des Lasermarktes setzte dann jedoch Anfang der 1980er Jahre mit der Installation der Laser-Scanner in den Supermärkten und dem Angebot preiswerter CD-Player in der Musikindustrie ein. Durch die Erhöhung der Laserleistung wurden immer neue Anwendungsfelder in der Materialverarbeitung erschlossen. So ist heute zum Beispiel in jedem modernen Werk der Automobilindustrie eine ganze Reihe von Lasergeräten für die unterschiedlichsten Fertigungsschritte im Einsatz. Dabei werden Hochleistungs-Diodenlaser immer mehr zu einem Schlüsselelement zukünftiger Lasersysteme. Die Diodenlaser in Verbindung mit der optischen Fibertechnik bilden auch die Grundlage für das globale Telekommunikationsnetz, einschließlich des Internets. Das weltweite Marktvolumen für Lasergeräte und entsprechende integrierte Systeme beläuft sich derzeit auf hohe zweistellige Milliardenbeträge im Jahr und hat überdurchschnittlich hohe Zuwachsraten. Allein für die Materialbearbeitung lag es im Jahre 2007 bei 2 Mrd. Euro für Laserquellen und 6,3 Mrd. Euro für Laserbearbeitungssysteme. Mit 40 % der weltweit verkauften Strahlquellen und 20 % der Lasersysteme hat die deutsche Optikindustrie daran einen herausragenden Anteil. Der Laser mit seinem weitreichenden Anwendungspotenzial trägt ganz

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wesentlich dazu bei, dass das 21. Jahrhundert zum Jahrhundert der Optik deklariert wird. Die Anwendungen des Lasers in der Wissenschaft profitierten in erster Linie von der ständigen Weiterentwicklung und „Veredelung“ seiner Eigenschaften in den 50 Jahren seit seiner Entdeckung. Heute kann man mit Lasern extrem hohe Energien erzeugen und damit zum Beispiel Temperaturen und Drücke erreichen, wie sie bei der Kernfusion auf der Sonne existieren. In unseren energiebewussten Zeiten hören wir häufig von GroßKraftwerken, die Leistungen im Gigawatt-Bereich erzeugen. Wenn wir bei diesen Größen schon Schwierigkeiten mit unserem Vorstellungsvermögen haben, wie können wir uns dann Laserleistungen vorstellen, die eine Million mal größer sind, d. h. im Petawatt-Bereich liegen? Hilft es da, wenn gleich im Nebensatz dazu festgestellt wird, dass diese Leistungen nicht – wie im Kraftwerk – im kontinuierlichen Betrieb, sondern nur in äußerst kurzen Zeiten im Pikosekunden- und Femtosekunden-Bereich vorliegen? Femtosekunden wiederum sind nämlich kaum vorstellbar kurz: Das Größenverhältnis von 100 Femtosekunden zu einer Sekunde entspricht etwa dem Verhältnis vom Durchmesser eines menschlichen Haars zum Abstand Erde-Mond. Selbst dem Fachmann waren bis vor kurzem die Bezeichnungen für diese extremen Parameterbereiche nicht geläufig. Erst durch den Laser, diese von Menschenhand geschaffene Quelle von elektromagnetischer Strahlung im optischen Bereich, erlangten sie praktische Bedeutung. Da die betreffenden Größen und ihre Maßeinheiten in den folgenden Beschreibungen immer wieder benutzt werden, sind ihre Definitionen in Tab. 1.1 zusammengestellt. Auf Grund der außerordentlichen Eigenschaften der LaserLichtquelle lassen sich völlig neuartige Experimente im Bereich der Optik durchführen. Die hohe Kohärenz der Laserstrahlung ermöglicht zum Beispiel holographische Messungen an räumlich ausgedehnten, dreidimensionalen Objekten und deren Veränderungen in Raum und Zeit. Frequenzstabile Laser erlauben die

1

Einführung

5

Tab. 1.1 Zehnerpotenzen vor Maßeinheiten, Vorsilben und ihre Bedeutung Vorsilbe

Symbol

Zehnerpotenz

Exa Peta Tera Giga Mega kilo milli micro nano pico femto atto

E P T G M k m μ n p f a

1018 1015 1012 (Billion) 109 (Milliarde) 106 (Million) 103 (Tausend) 10−3 (Tausendstel) 10−6 (Millionstel) 10−9 (Milliardstel) 10−12 (Billionstel) 10−15 10−18

Bestimmung bisher nicht zugänglicher molekülphysikalischer Parameter mit höchster Präzision. Die extrem kurzen Laserimpulse mit Impulsdauern im Bereich von Femto- bis Attosekunden werden genutzt, um bisher nur vermutete, ultraschnelle Prozesse in der Physik, Chemie und Biologie zu analysieren. Die Ergebnisse dieser Analysen dienen nicht nur der Aufklärung der bisher nicht verstandenen Vorgänge, auf der Basis dieser Erkenntnisse ist darüber hinaus die gezielte Beeinflussung der betreffenden Prozesse durch den Einsatz geeigneter Laserimpulse möglich. Dass auf allen Anwendungsfeldern des Lasers auch in Zukunft weitere bahnbrechende Entwicklungen zu erwarten sind, wird im Rahmen der in den folgenden Kapiteln beschriebenen Fakten deutlich werden. Nach der Darstellung des Laserprinzips (Kapitel 2) und der Diskussion der besonderen Eigenschaften dieser neuartigen Lichtquelle (Kapitel 3) werden im Hauptteil (Kapitel 4) typische und besonders attraktive Anwendungen des Lasers in Wissenschaft und Technik beschrieben.

13

I

2 Laserprinzip

2.1

Laserresonator

Grundlegende Voraussetzung für den Aufbau eines Lasers ist das Vorhandensein eines Lasermediums, in dem sich eine Inversion der Besetzung der betreffenden Energieniveaus der Atome bzw. Moleküle und damit die Verstärkung einer Lichtwelle erreichen lässt. Dieses Medium kann – wie wir sehen werden – in allen drei Aggregatzuständen, d. h. als Festkörper, Flüssigkeit oder Gas, vorliegen. Wenn es uns gelingt, zwischen zwei Energieniveaus die Besetzungsinversion herzustellen, dann wird das Medium zu einem Verstärker von elektromagnetischer Strahlung bei der Wellenlänge, die der Energiedifferenz der beiden Niveaus entspricht. Wie in der Elektrotechnik kann der Verstärker zu einem Oszillator und damit zum Sender von elektromagnetischer Strahlung ausgebaut werden, wenn man für eine geeignete Rückkopplung sorgt. Diese Funktion übernimmt ein so genannter Resonator, der aus reflektierenden Wänden besteht, die die Strahlung so reflektieren, dass im Resonator eine resonante Eigenschwingung angefacht wird. Das verstärkende Medium innerhalb des Resonators liefert die Energie für die angeregte Eigenschwingung. Bei vollständig reflektierenden Resonatorwänden sind die Schwingungsresonanzen dadurch gekennzeichnet, dass die elektrische Feldstärke des Strahlungsfeldes auf den Wänden gleich Null ist. Analog der Amplitude einer an den Enden fixierten schwingenden Saite eines Musik-

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instruments hat das elektrische Feld auf den Resonatorflächen so genannte Knoten, so dass im Resonanzfall nur Vielfache der halben Wellenlänge der Strahlung in den Resonator „passen“. Die Resonatorabmessungen, d. h. die Abstände der reflektierenden Wände, liegen im Allgemeinen in handhabbarer Größe von einigen cm bis etwa 1 m. Daher werden im Mikrowellenbereich des Masers nur relativ wenige Resonanzen anschwingen, da die Wellenlängen der Mikrowellen von vergleichbarer Größe sind wie die Resonatordimensionen. Ganz anders sind die Verhältnisse beim Laser, bei dem die Wellenlängen zum Beispiel im sichtbaren Spektralbereich (von 380 bis etwa 780 nm) viel kleiner als die Resonatorabmessungen sind. Hier würden in einem geschlossenen Resonator extrem viele Eigenschwingungen angeregt. Unter diesen Bedingungen wäre keine Laseroszillation möglich, da sich die in den Laseratomen gespeicherte Energie auf die vielen Eigenschwingungen verteilen und damit die Verstärkung für keine der Schwingungen ausreichen würde, um die Laserschwelle zu überwinden. Gesucht ist daher eine Resonatorstruktur, die auch im Bereich der sichtbaren Laserwellenlängen nur wenige Eigenschwingungen zulässt. Es ist das Verdienst der Begründer des Laserprinzips, mit dem Fabry-Perot-Resonator eine dafür geeignete Struktur gefunden zu haben, die noch heute den Prototyp aller Laserresonatoren darstellt. Ein Resonator vom Fabry-Perot-Typ besteht aus zwei Spiegeln (S1 und S2), die sich parallel gegenüber stehen und zwischen denen das Lasermedium (M) längs der Resonatorachse angebracht ist (Abb. 2.1). Die Resonatorspiegel können verspiegelte Planflächen sein. Häufig verwendet man jedoch leicht konkav gekrümmte Spiegelflächen, da die Justierung in diesem Fall deutlich einfacher ist. Das Lasermedium innerhalb des Resonators wird von den achsennahen Strahlen mehrfach durchlaufen, so dass die Strahlintensität ständig wächst. In Abb. 2.1 lässt sich unmittelbar erkennen, dass die in Achsenrichtung verlaufenden Strahlen im Anlaufprozess des Lasers die größte

2

Laserprinzip

9

M S1

S2

Abb. 2.1 Schema eines Laserresonators vom Fabry-Perot-Typ, gebildet aus zwei parallel zueinander angeordneten Spiegeln S1 und S2. Die Verstärkung im Lasermedium M erfolgt bevorzugt für achsennahe Strahlen.

Verstärkung erfahren. Von der Achsenrichtung abweichende Strahlen werden dagegen nach mehr oder weniger häufigen Reflexionen das Lasermedium oder den Reflexionsbereich der Spiegel verlassen und damit zum Laserbetrieb nicht beitragen. Beim Anlaufen des Lasers „schaukeln“ sich nämlich die Eigenschwingungen mit den geringsten Verlusten zuerst auf, da die induzierten Emissionsprozesse immer wieder in die schon angeregten Moden erfolgen (nach dem wohlbekannten Prinzip „Wer hat, dem wird gegeben“). Auf diese Weise wird die Zahl der möglichen Eigenschwingungen im Laser drastisch begrenzt, was – wie wir sehen werden – für seinen Betrieb und seine Eigenschaften von wesentlicher Bedeutung ist.

2.2

Lasermoden

Wie viele Eigenschwingungen oder Moden werden nun in einem typischen Laserresonator mit dem darin befindlichen verstärkenden Medium tatsächlich angeregt? Das hängt zum einen von der Verstärkung ab, die die Lichtwellen bei jedem Durchgang durch das Medium erfahren: Je größer die Verstärkung, desto mehr können auch verlustreiche, von der Achsenrichtung abweichende Wellen zum Laserbetrieb beitragen. Zum anderen ist entscheidend, wie breit das spektrale Profil der Laseratome

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im Vergleich zum Frequenzabstand der Resonatormoden ist – mit anderen Worten, wie viel Moden in den „verfügbaren“ Spektralbereich „passen“. Wir betrachten zunächst die so genannten Axialmoden (die Längsmoden) im Laser, d. h. die Eigenschwingungen, die durch stehende Lichtwellen in Achsenrichtung des Resonators gekennzeichnet sind. Erinnern wir uns an die Resonanzbedingung für den idealen Resonator (den wir hier voraussetzen können), so liegt eine Resonanz dann vor, wenn ein ganzzahliges Vielfaches (q) der halben Wellenlänge (λ) genau der Resonatorlänge (L) entspricht (Abb. 2.2). Es gilt L = q λ/2.

(1)

Wenn wir hier die bekannte Beziehung c = λν einsetzen (wobei c die Lichtgeschwindigkeit bedeutet), erhalten wir für die Frequenz der Axialmoden ν = q c/2L.

(2)

Bei einer Resonatorlänge von 1 m und einer Wellenlänge von 500 nm (im grünen Spektralbereich) errechnet man q = 4 ⋅ 106, also eine sehr große Zahl von Schwingungsbäuchen (und Schwingungsknoten), die zu der Eigenschwingung im Resona-

λ/2 S1

S2

Abb. 2.2 Darstellung einer resonanten (stehenden) Laserwelle in Achsenrichtung des aus den Spiegeln S1 und S2 gebildeten Resonators. Im Bereich optischer Wellenlängen λ liegen mehr als 106 Schwingungsmaxima innerhalb des Resonators mit dem Spiegelabstand von 1 m.

2

11

Laserprinzip

tor gehören. Aus Gl. (2) folgt unmittelbar der Frequenzabstand Δν zwischen zwei benachbarten Axialmoden, die durch q bzw. q + 1 Schwingungsbäuche gekennzeichnet sind: Δν = c/2L.

(3)

Für die Resonatorlänge von 1 m ergibt sich aus Gl. (3) der Frequenzabstand benachbarter Axialmoden zu 150 MHz. Nehmen wir zum Beispiel an, dass die Frequenzbreite der verstärkenden Laseratome bei etwa 1 GHz liegt – einem typischen Wert für Gaslaser im sichtbaren Bereich –, dann folgt daraus, dass 7 Axialmoden unter das Verstärkungsprofil „passen“ und damit im Laser anschwingen können (Abb. 2.3). Ist einer der beiden Resonatorspiegel ein wenig durchlässig für die Laserstrahlung, dann tritt auf dieser Seite des Resonators in Achsenrichtung ein Strahlenbündel aus, das 7 Axialmoden mit 7 verschiedenen Frequenzen enthält und dessen radiale Ausdehnung im wesentli-

G

V

c/2L

ν

Abb. 2.3 Anzahl der Laser-Axialmoden (mit dem Abstand c/2L) im laserfähigen Frequenzbereich ν, für den die Verstärkung G des Lasermediums größer ist als die Gesamtverluste V.

12


chen durch die laterale Begrenzung des Lasermediums bestimmt wird. Gemäß dem Wellencharakter des Strahlungsfeldes ist die radiale Intensitätsverteilung in guter Näherung durch ein gaußförmiges Strahlprofil mit dem Maximum in Strahlmitte und ohne Minima gegeben. In diesem Fall spricht man davon, dass der Laser im so genannten Grundmodus schwingt. Die Resonanzbedingung lässt sich auch einhalten, wenn die im Resonator hin- und herlaufenden Wellen einen kleinen Winkel zur Resonatorachse bilden (Abb. 2.1). Auch für diese Strahlen mit leicht verlängerten Laufwegen muss im Resonanzfall auf den Spiegelflächen ein Knoten der elektrischen Feldstärke vorliegen, so dass sich auch für diese so genannten Transversalmoden (die Quermoden) diskrete Schwingungsfrequenzen ergeben. Errechnet man die laterale Intensitätsverteilung für die Transversalmoden im Wellenbild, so erhält man neben einem leicht vergrößerten Öffnungswinkel für das austretende Strahlenbündel mehrere Intensitätsminima in x- und y-Richtung, wenn man den Strahlquerschnitt durch zueinander senkrechte x- und y-Achsen charakterisiert. Die Zahl m der Minima in xRichtung und n in y-Richtung kennzeichnet dann die jeweilige „transversal elektromagnetische“ Mode TEMmn (Abb. 2.4). Definitionsgemäß wird daher der oben eingeführte Grundmodus auch als TEM00-Mode bezeichnet. Bei begrenzter Verstärkung des Lasermediums schwingen in der Regel allerdings nur wenige Transversalmoden im Laser an. Bringt man zusätzlich eine variable Blende – eine Modenblende – im Resonator an, kann man die Verluste aller höheren Transversalmoden so groß wählen, dass der Laser ausschließlich im Grundmodus läuft. Zusammenfassend stellen wir fest, dass der offene Resonator vom Fabry-Perot-Typ dafür sorgt, dass auch im Bereich optischer Wellenlängen nur wenige Eigenschwingungen verstärkt werden und die gesamte im Lasermedium gespeicherte Energie in wenigen Axial- und Transversalmoden abgestrahlt wird. Weiter unten werden wir zeigen, wie darüber hinaus durch geeignete Hilfsmittel ein Einmodenbetrieb mit höchster Kohärenz oder

2

Laserprinzip

13

Abb. 2.4 Intensitätsverteilung transversaler TEMmn-Eigenschwingungen im Laserresonator.

alternativ ein Betrieb auf vielen Moden mit extrem geringer Kohärenz erreicht werden kann.

2.3

Laserbedingung

Nachdem mit dem Fabry-Perot-Resonator eine geeignete Resonatorstruktur gefunden ist, die für die erforderliche Rückkopplung im Laseroszillator sorgt, ist nun zu klären, unter welchen Bedingungen der Laser anschwingt und die Kombination von verstärkendem Lasermedium und Resonator zu einer effektiven Quelle von Laserstrahlung wird. Dabei ist zu bedenken, dass die das Medium und den Resonator durchlaufenden Lichtwellen bei jedem Durchlauf nicht nur eine Verstärkung, sondern auch mehr oder weniger große Verluste erfahren. Die Verluste hängen unter anderem von den Eigenschaften des Lasermediums ab. Bei gasförmigen und flüssigen Lasersubstanzen bedingt die

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Begrenzung des Mediums, z. B. durch die Fenster in den Gefäßwänden, merkliche Verluste. Das gilt selbst dann, wenn man die Fenster unter dem so genannten Brewster-Winkel anbringt, bei dem eine Polarisationsrichtung des Laserlichts nahezu verlustfrei ist. Bei Festkörper-Lasern sind Verluste im Material, z. B. durch Streuung an Inhomogenitäten oder durch thermische Effekte bei hohen Laserleistungen, zu berücksichtigen. Nicht vermeidbare Verluste weisen die Resonatorspiegel auf. Mindestens einer der beiden Spiegel muss eine gewisse Transmission besitzen, da ja jegliche Nutzung der Laserquelle auf dem aus dem Resonator ausgekoppelten Strahlanteil basiert. Selbst bei den hochentwickelten Vielfachschichten, die man heute für die Laserspiegel verwendet, sind Absorptions- und Streuverluste nicht völlig vermeidbar. Darüber hinaus ist zu beachten, dass an jeder Begrenzung des Lasermediums und des Resonators Beugungsverluste der optischen Laserwellen auftreten können. Bezeichnen wir die Gesamtheit aller Verluste pro einfachem Durchgang durch den Resonator mit V, dann müssen diese kleiner sein als die Verstärkung G bei einem Durchlauf durch das Lasermedium, damit der Laser anschwingen kann: G > V.

(4)

Die Konsequenzen der Laserbedingung Gl. (4) sind in Abb. 2.3 dargestellt. Setzt man für eine gaußförmige Verstärkungskurve der Laseratome eine Frequenzbreite von etwa 1 GHz voraus, wie sie in zum Beispiel in einem Gaslaser näherungsweise vorliegt (vgl. Kap. 2.2), lassen sich im Prinzip mindestens 7 Axialmoden mit einem Abstand 150 MHz anregen. Die Verstärkung G ist jedoch nur für die 5 Zentralmoden größer als die frequenzunabhängigen Verluste V, so dass nur diese gemäß Bedingung (4) im Laser wirklich anschwingen. In Abb. 2.3 ist die lineare Verstärkung G dargestellt, wie sie beim Start des Lasers bei zunächst kleinen Intensitäten vorliegt. Wächst die Intensität im Anlaufvorgang bei jedem Durchlauf

2

Laserprinzip

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stetig an, wird schließlich die endliche Anzahl der verfügbaren Laseratome die weitere Verstärkung begrenzen. Die Verstärkung wird nichtlinear und intensitätsabhängig und verringert sich so weit, bis sie gleich den Verlusten ist. Die Intensität erreicht im stationären Betrieb einen konstanten Sättigungswert, der – wie wir sehen werden – die außerordentlichen statistischen Eigenschaften der Laserstrahlung bedingt.

2.4

Besetzungsinversion und Lasertypen

In den bisherigen Erklärungen wurde wiederholt auf die wesentliche Rolle des Lasermediums und der Besetzungsinversion der darin enthaltenen laseraktiven Atome und Moleküle verwiesen. Eine solche Besetzungsinversion kommt in der Natur in der Regel nicht vor – der Laser ist eine künstliche, vom Menschen geschaffene Lichtquelle. Wie wird nun die Besetzungsinversion in den verschiedenen, bis heute verwendeten Lasersubstanzen verwirklicht? Klar ist, dass man dafür Energie benötigt, denn letztendlich ist der Laser ja eine aktive Strahlungsquelle mit teilweise sehr hoher abgestrahlter Energie. Um die Inversion der Besetzung ihrer Energieniveaus zu erreichen, sind die LaserAtome bzw. -Moleküle durch äußere Energiezufuhr von tieferen in höhere Zustände zu befördern oder – wie man sagt – zu „pumpen“. Die Pumpenergie kann auf ganz unterschiedliche Weise zugeführt werden: (a) durch Stöße mit Elektronen, z. B. in einer Gasentladung bei Gaslasern, (b) durch Absorption von Licht aus Entladungslampen oder aus anderen Laserquellen, die die Atome in Laserkristallen oder in Farbstoffküvetten anregen, oder (c) durch elektrischen Stromfluss wie bei den dotierten Halbleiterlasern. In jedem Fall ist man bestrebt, in den laseraktiven Atomen oder Molekülen die gewünschten Übergänge in die höheren Energieniveaus auf möglichst selektive Weise zu

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optimieren. Man strahlt z. B. Pumplicht in den Wellenlängenbereichen ein, bei denen die Laseratome diese Strahlung gut absorbieren. Die gezielte Anregung ist nicht nur anzustreben, um die Pumpenergie möglichst effizient in das Lasersystem einzutragen, sondern auch, um vorrangig die gewünschten Zustände zu besetzen. Meist sind zu diesem Zweck in den Pumpprozess nicht nur die beiden Energieniveaus einbezogen, zwischen denen der Laserübergang stattfindet, sondern weitere ausgewählte benachbarte Zustände. Generell möchte man ja eine möglichst große Differenz in der Besetzung der beiden Laserniveaus erreichen. Daher sollte der obere Laserzustand eine lange Lebensdauer besitzen, um möglichst viele laserfähige Atome zu sammeln, während der untere Zustand möglichst kurzlebig sein muss, damit es zu keinem Stau beim Laserprozess kommt. Aus diesem Grunde regt man den oberen Zustand häufig indirekt über einen speziellen Zwischenzustand an, wohingegen der untere Zustand möglichst nicht der Grundzustand des Laseratoms sein sollte, sondern ein darüber liegendes Niveau, das durch geeignete Relaxationsprozesse schnell entleert wird. Im Folgenden zeigen wir an einigen ausgewählten Beispielen, wie diese Anforderungen für verschiedene Lasermaterialien und Lasertypen erfüllt werden und welche typischen Merkmale daraus resultieren.

2.4.1

Festkörperlaser

Der erste, im Jahre 1960 in Betrieb genommene Laser war ein Drei-Niveau-System, bei dem die laseraktiven Chrom (Cr3+)Ionen – eingebaut in das Gitter eines Rubin-Kristalls – mit einer Blitzlampe angeregt, d. h. optisch gepumpt wurden. Die Wellenlänge des Rubinlasers liegt bei 694 nm. Da das untere Laserniveau in den Cr-Ionen durch deren Grundzustand gegeben ist, muss für das Erreichen der Besetzungsinversion so stark gepumpt werden, dass mehr als die Hälfte der Ionen angeregt

2

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Laserprinzip

ist. Der Rubinlaser arbeitet daher nur im Impulsbetrieb. Im Gegensatz dazu wird der heute wohl am häufigsten angewendete Festkörperlaser, der Nd:YAG-Laser bei 1 064 nm, als VierNiveau-System betrieben. Hier ist bei den laseraktiven Neodym (Nd3+)-Ionen im Yttrium-Aluminium-Granat (YAG)-Kristall das untere Laserniveau ((4) in Abb. 2.5) durch einen höheren, bei Zimmertemperatur unbesetzten Zustand gegeben, der in sehr kurzen Zeiten (etwa 10−7 s) entleert wird. Daher sind hier wesentlich geringere Pumpleistungen sowohl für den Impulsbetrieb als auch den kontinuierlichen Laserbetrieb erforderlich. Während der Nd:YAG-Laser ursprünglich vorzugsweise mit Blitzlampen gepumpt wurde, benutzt man heute überwiegend ganze Stapel von so genannten Arrays aus Laserdioden (siehe Kap. 2.4.4). Dadurch konnten vornehmlich für den kontinuierlichen Betrieb sehr kompakte und effiziente Hochleistungs-

(2)

(3)

4

F3/2

Pumpen 1,06 μm

(4) (1)

4

I11/2

4

Nd

3+

I9/2

Abb. 2.5 Vier-Niveau-Schema der Nd3+-Ionen im Nd-dotierten YAG-Laser. Durch optisches Pumpen wird der Zustand (2) besetzt. Der Laserübergang bei 1,06 μm erfolgt von Zustand (3) nach (4).

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laser bis in den kW-Bereich hinein geschaffen werden. Bei sehr großen Leistungsdichten kann es in den zumeist stabförmigen Laserkristallen wegen der hohen thermischen Belastung zu Problemen kommen. Hier bieten sich die derzeit entwickelten so genannten Scheibenlaser an, die sich wesentlich besser kühlen lassen und damit noch höhere Leistungen (derzeit bis zu 15 kW) ermöglichen. Für Festkörperlaser ist die relativ große Bandbreite des Laserübergangs typisch, die durch Überlagerung eng benachbarter Energiezustände als Folge der inhomogenen Kristallfelder zustande kommt. Besonders ausgeprägt ist diese Eigenschaft beim Titan-Saphir-Laser, bei dem durch den Überlapp vibronischer Zustände eine spektrale Breite der (Ti3+)-Ionen im Saphir (Al2O3)-Kristall von 670–1 080 nm erhalten wird. Dieser Laser ermöglicht daher den Betrieb auf sehr vielen Axialmoden, was bei Synchronisation ihrer Phasen zur Erzeugung von extrem kurzen Impulsen im Femtosekunden-Bereich führt (siehe Kap. 3.3). Wegen der außerordentlich hohen thermischen Leitfähigkeit des Saphir-Wirtskristalls lässt der Ti-Saphir-Laser darüber hinaus die Erzeugung großer mittlerer Leistungen zu. Eine spezielle Form des Festkörperlasers, die seit den 1990er Jahren für die Anwendungen an Bedeutung gewann, ist der Faserlaser. Hier ist das laseraktive Medium durch den dotierten Kern einer Glasfaser gegeben, dessen Durchmesser im Bereich von 3…10 μm liegt. Die bisher am häufigsten verwendeten Dotierungselemente sind Erbium, Ytterbium und Neodym. Der Faserlaser wird mit Laserdioden optisch gepumpt – anfangs über die Endflächen, heute jedoch zumeist über den Mantel der Glasfaser. Unter Ausnutzung der Lichtwellenleiter-Eigenschaften können relativ große Faserlängen und entsprechend hohe Verstärkungen erzielt werden. Zur weiteren Erhöhung der Laserleistung benutzt man in zunehmendem Maße so genannte photonische Strukturen sowohl im laseraktiven Kern als auch im Pumpmantel. Die Resonatorstruktur wird häufig durch reflektierende Faser-Bragg-Gitter gebildet, die auf opti-

2

Laserprinzip

19

schem Wege in die Faser „eingeschrieben“ werden. Da die aus dem Laser austretende Strahlung meist wieder in eine Glasfaser eingekoppelt und zum Anwendungsbereich weitergeleitet wird, stellt der Faserlaser eine sehr flexible und robuste Laserquelle dar. Seine Strahlqualität übertrifft deutlich die vergleichbarer Nd:YAG-Laser, was zum Beispiel für die Materialbearbeitung aber auch für medizinische Anwendungen wichtig ist. Durch Kopplung mehrerer Einzel-Faserlaser zu einem Bündel gelingt es ferner, mit kontinuierlich arbeitenden Faserlasern Leistungen im Bereich vieler kW zu erzielen, was ebenfalls für die Anwendung in der Materialbearbeitung von Nutzen ist. Aktuelle Werte für die maximale Ausgangsleistung liegen bei einigen 10 kW für den Multimode-Betrieb und etwa 3 kW für den SinglemodeLaser (nur TEM00). 2.4.2

Gaslaser

Bei Gaslasern sind die erreichbaren Strahlungsleistungen wegen der viel geringeren Materialdichte in der Regel drastisch kleiner. Dafür erlaubt die extreme Homogenität des Materials besonders stabile und gut definierte Eigenschaften im kontinuierlichen Betrieb. Der erste, im Jahre 1961 eingeführte Gaslaser war der He-NeLaser, der auch heute noch – vorwiegend in wissenschaftlichen Labors – vielfache Anwendung findet. Für diesen Lasertyp ist die Erzeugung der Besetzungsinversion besonders charakteristisch, weil in der Gasentladung die Ne-Laseratome nicht direkt, sondern durch Stöße mit angeregten He-Atomen „gepumpt“ werden (Abb. 2.6). Die He-Atome werden dabei durch Elektronenstoß in den metastabilen 21s-Zustand bei einer Energie von etwa 21 eV angeregt. Der Laserübergang bei der roten Wellenlänge von 633 nm erfolgt vom 3s2- zum 2p4-Zustand im Ne-Atom. Das untere Laserniveau wird dann durch spontane Übergänge zum 1s-Zustand und anschließend durch Stöße mit

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He-Ne Stöße 3s

21s

633 nm 2p

e--Stoß 1s Wandstöße

He

Ne

Abb. 2.6 Energieniveau-Schema des He-Ne-Lasers. Die durch Elektronenstoß angeregten He-Atome übertragen ihre Energie durch resonante Stöße auf den 3s-Zustand von Ne. Die daraus resultierende Besetzungsinversion zum Zustand 2p ermöglicht den Laserübergang bei 633 nm.

der Wand entleert. Die Verstärkung ist relativ gering, so dass Laserspiegel mit hoher Reflexion benötigt werden, um typische Ausgangsleistungen von einigen 10 mW zu erzeugen. Der Wirkungsgrad des He-Ne-Lasers liegt im Promille-Bereich, was vor allem durch den geringen Quantenwirkungsgrad bedingt ist. In vielen technischen Anwendungsbereichen ist der He-Ne-Laser daher heute von den viel effizienteren Laserdioden im roten Spektralbereich verdrängt. Wesentlich höhere kontinuierliche Ausgangsleistungen (von mehreren W) lassen sich mit dem Ar-Ionen-Laser erzielen, bei dem Ar-Ionen durch Elektronenstoß in einer HochstromBogenentladung angeregt werden. Die beiden stärksten Laserlinien liegen bei 488 nm und bei 515 nm, d. h. im blau-

2

Laserprinzip

21

en bzw. grünen Spektalbereich. Auch hier ist der Quantenwirkungsgrad so klein, dass der Gesamt-Wirkungsgrad wie beim He-Ne-Laser im Promille-Bereich liegt. Solange in diesem Spektralbereich vergleichbar leistungsstarke Dauerstrichlaser fehlen, ist der Ar-Ionen-Laser für entsprechende Anwendungen unverzichtbar, auch wenn der technologische Aufwand – und damit der Preis – für das Hochstrom-Laserrohr relativ hoch ist. Mit der zunehmenden Verfügbarkeit der zweiten Harmonischen des Dioden-gepumpten YAG-Lasers und der im Blauen strahlenden Laserdioden geht die Bedeutung des Ar-Lasers für Anwendungen zurück. Ein besonders originelles Verfahren zur Erzeugung einer Besetzungsinversion zeichnet den Excimer-Laser aus, bei dem ein Gasgemisch aus Edelgasen und Halogeniden (und Helium als Puffergas) in einer durch Photoionisation gezündeten Gasentladung angeregt wird. Die durch Elektronenstoß angeregten Edelgas-Atome (z. B. Kr*) reagieren mit den Halogenid-Atomen (z. B. F) zu einem stabilen Anregungszustand des Moleküls (z. B. KrF*). Aus diesem Zustand erfolgt der Laserübergang im UV-Bereich zum Grundzustand, der instabil ist und in kürzesten Zeiten dissoziiert (Abb. 2.7). Demzufolge ist das untere Laserniveau praktisch leer, was einen hohen Wirkungsgrad von etwa 10 % zur Folge hat. Der Excimer-Laser arbeitet nur im Impulsbetrieb bei typischen Energien von mehreren 100 mJ, einer Impulslänge von 10–20 ns und Folgefrequenzen von einigen 100 Hz. Neben dem in Abb. 2.7 skizzierten KrF-Laser bei der Wellenlänge von 248 nm strahlen weitere viel verwendete Excimer-Laser bei 308 nm (XeCl), 193 nm (ArF) und 157 nm (F2). Alle diese UV-Wellenlängen sind für spezielle Anwendungen, z. B. in der Lithographie, von großer Bedeutung. Den bisher diskutierten Gaslasern ist gemeinsam, dass hoch liegende Elektronenzustände in Atomen bzw. Ionen angeregt werden, die beim Übergang zu darunter liegenden Elektronenzuständen Laserstrahlung vorrangig im sichtbaren Spektralbereich abgeben. In Molekülgasen lassen sich auf analoge Weise

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E

Kr*+F

248 nm

Kr+F r Abb. 2.7 Energieniveau-Schema des KrF-Excimerlasers. Der Laserübergang bei 248 nm erfolgt vom (durch Elektronenstoß angeregten) stabilen Zustand KrF* in den dissoziativen Grundzustand des Moleküls.

auch höher liegende Schwingungsniveaus im elektronischen Grundzustand gezielt besetzen, wodurch Laserübergänge im infraroten Bereich ermöglicht werden. Der meist genutzte Molekül-Gaslaser ist der CO2-Laser, der im Wellenlängenbereich um 10 μm arbeitet. Hier befinden sich die CO2-Moleküle zusammen mit Stickstoff und Helium in einem Gasgemisch von ca. 0,01 Atm Gesamtdruck. Die Anregung der CO2-Moleküle in einen höher gelegenen Schwingungszustand erfolgt in Analogie zum He-Ne-Laser auf indirektem Wege durch Stöße mit den N2-Molekülen, die in der Gasentladung durch Elektronenstoß in ihren ersten angeregten Schwingungszustand (v = 1) bei etwa 0,3 eV versetzt werden. Das untere Laserniveau ist durch tiefer liegende Schwingungszustände des CO2-Moleküls gegeben, die selbst wieder durch Stöße mit anderen Atomen (z. B. den HeAtomen im Gasgemisch) oder an der Wand deaktiviert werden. Für den CO2-Laser ist der Quantenwirkungsgrad gemäß der

2

Laserprinzip

23

Energiebilanz (0,12 eV Laserphotonenenergie zu 0,3 eV Anregungsenergie) so hoch, dass ein Gesamt-Wirkungsgrad bis zu 30 % möglich ist. Die Laserleistung kann im kontinuierlichen Betrieb bis in den kW-Bereich gesteigert werden, indem man mit gefalteten Strukturen große Laserlängen (bis 20 m) realisiert. Noch höhere Leistungen von mehr als 10 kW erhält man, wenn man das Gasgemisch sehr schnell durch das Entladungsvolumen strömen lässt. Die Ausgangsenergie des Lasers kann man dadurch steigern, dass man den Gasdruck im stationären Lasergemisch drastisch erhöht (von ca. 0,01 Atm auf 1 Atm). Allerdings lässt sich dieser Laser dann nur bei transversaler Anregung der Gasentladung und im Impulsbetrieb betreiben. Er wird daher als TEA-CO2-Laser bezeichnet („transversally excited atmospheric pressure“). Eine Besonderheit des CO2-Molekül-Gaslasers ist dadurch bedingt, dass beim Pumpen des oberen Schwingungsniveaus gleichzeitig viele der dazu gehörigen Rotationsniveaus angeregt werden, die im Laserprozess entsprechend den Auswahlregeln zu Übergängen auf Rotationszustände des unteren Schwingungsniveaus führen. Dementsprechend ist das Laserspektrum im Normalfall durch eine ganze Reihe von Rotationslinien mit einem Frequenzabstand von z. B. 30 GHz gegeben. Will man möglichst schmalbandige Laserstrahlung erzeugen, muss man mit einem frequenzselektiven Element im Resonator, z. B. einem optischen Beugungsgitter, eine Rotationslinie auswählen. Ist man hingegen an einem breitbandigen Ausgangsspektrum interessiert, dann gilt es, die Frequenzlücken zwischen den benachbarten Rotationslinien zu schließen. Das gelingt in beschränktem Umfang im kontinuierlich betriebenen CO2Wellenleiter-Laser durch die Druckverbreiterung der Linien bei Erhöhung des Gasdrucks. Bei einem Gasdruck von 10 Atm, wie er z. B. in einem CO2-Elektroionisations-Impulslaser möglich ist, erhält man ein nahezu kontinuierliches, über den gesamten Frequenzbereich der Rotationslinien abstimmbares Spektrum.

24


2.4.3

Farbstofflaser

Die Durchstimmbarkeit der Laserfrequenz über einen möglichst breiten Spektralbereich ist vor allem für Anwendungen in der Laserspektroskopie von großer Bedeutung (siehe Kap. 4.7). Ein Lasertyp, der für diesen Zweck besonders geeignet ist und in der Vergangenheit in größerem Umfang eingesetzt wurde, ist der Farbstofflaser. Nach ersten Versuchen im Jahre 1966 mit dem Farbstoff Phthalocyanin, gelöst in Äthylalkohol, wurde seitdem eine ganze Reihe weiterer organischer Farbstoffe entwickelt, die in unterschiedlichen Lösungsmitteln zum Einsatz kamen. Dabei wurde Lasertätigkeit in allen Bereichen des sichtbaren Spektrums bis hin in den nahen IR-Bereich gefunden. Anfangs benutzte man für die Farbstofflösung Küvetten (Abb. 2.8), später ging man zu einem Flüssigkeitsstrahl (Jet) über, der bei stärkerem Pumpen und höheren Ausgangsleistungen wesentlich geeigneter ist. Für das optische Pumpen waren zunächst Blitzlampen im Einsatz, heute verwendet man für den kontinuierlichen wie auch den Impulsbetrieb ausschließlich andere Laser als Pumpquellen, z. B. Ar-Ionen-Laser, Excimer-Laser oder Spiegel Laser PumplaserStrahl

Gitter

FarbstoffKüvette

Abb. 2.8 Prinzip des Farbstofflasers: Im Resonator – gebildet aus Spiegel und Gitter – befindet sich die lasergepumpte Farbstoffküvette. Durch Drehung des Gitters kann die Laser-Wellenlänge über den Spektralbereich des Farbstoffs durchgestimmt werden.

2

Laserprinzip

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Nd-YAG-Laser. Der Wirkungsgrad des Farbstofflasers selbst liegt im allgemeinen bei 20–30 %. Auf Grund der Vielzahl der Schwingungsfrequenzen der unterschiedlichen Atome und Atomgruppen in den komplexen organischen Farbstoffmolekülen sind viele Schwingungsübergänge im Pump- und Laser-Prozess überlagert und durch schnelle Relaxationen miteinander gekoppelt. Die Folge ist ein breites Laserspektrum, das sich für einzelne Farbstoffe über Wellenlängenbereiche bis zu 100 nm erstreckt. Die gewünschte AusgangsWellenlänge des Farbstofflasers lässt sich dann mit Hilfe eines frequenzselektiven Elements im Resonator gezielt einstellen. Meist wählt man dafür ein Beugungsgitter, das – in seiner ersten Beugungsordnung betrieben – nur eine bestimmte Wellenlänge reflektiert (siehe Abb. 2.8). Durch Drehen des Gitters kann die Wellenlänge über den ganzen, für einen Farbstoff verfügbaren Spektralbereich kontinuierlich durchgestimmt werden.

2.4.4

Halbleiterlaser

Der gebräuchlichste Halbleiterlaser ist der Injektionslaser. Dabei bringt man durch entsprechende Dotierung erzeugte Überschuss(n)-Halbleiter und Defekt(p)-Halbleiter in engen Kontakt zueinander und erhält so eine p-n-Diode, die das Grundelement einer Lumineszenzdiode darstellt. Beim Anlegen einer Spannung führt die Rekombination von Elektronen und Löchern am Übergang zwischen n- und p-dotiertem Material zur Emission von Licht, dessen Wellenlänge dem Bandabstand am p-n-Übergang entspricht (siehe Abb. 2.9). Die Besetzungsinversion erreicht man bei geeigneter Dotierung durch elektrisches Pumpen, wobei der Stromfluss in Durchlassrichtung der Diode für die Nachlieferung der Ladungsträger sorgt. Oberhalb der Laserschwelle wird die Lumineszenzdiode zur Laserdiode. Der Wirkungsgrad dieses Lasers ist mit 10–50 % extrem hoch. Die restliche Energie erwärmt den kleinen Halbleiterkristall und

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Laserlicht

polierte Endflächen

p-Material

n-Material Stromkontakt

ca. 1 mm

Abb. 2.9 Schematische Darstellung einer p-n-Laserdiode. Die durch den Stromfluss erzeugte Besetzungsinversion im p-n-Übergang führt zur Aussendung von Laserlicht senkrecht zu den polierten Endflächen der Halbleiterkristalle.

muss – insbesondere bei hohen Leistungen – abgeführt werden. Dazu werden die Laserdioden auf Metalloberflächen so aufgelötet, dass die Wärme leicht abgeleitet werden kann. Zur Erhöhung der Laserleistung wird eine Reihe von Laserdioden nebeneinander auf einem Barren angeordnet und elektrisch parallel betrieben. Damit kann man im nahen IR-Bereich optische Leistungen von 100 W erzielen. Aus mehreren dieser Barren zusammengesetzte Stapel erlauben dann Laserleistungen bis weit in den kW-Bereich. Wegen des hohen Wirkungsgrades eignen sich die Diodenlaser bevorzugt zum optischen Pumpen anderer Laser, insbesondere von Festkörperlasern. Die Lebensdauer der Laserdioden konnte mittlerweile auf Werte bis 30 000 Stunden gesteigert werden – ein unschätzbarer Vorteil mit Blick auf die vielfältigen Anwendungen. Die strahlende Fläche des p-n-Übergangs ist bei einer Höhe von typischerweise 0,1 mm und einer Breite von 0,5–1,0 mm

2

Laserprinzip

27

sehr klein (Abb. 2.9). Daraus folgt für die austretende Laserstrahlung ein großer Divergenzwinkel bis zu 50°, der durch entsprechende Fokussierungsoptik kompensiert werden muss. Als Resonatorspiegel dienen häufig die polierten, parallelen Endflächen des Halbleiterkristalls, die wegen des hohen Brechungsindex ein Reflektionsvermögen von 30–40 % garantieren. In diesem Fall erhält man ein breites Laserspektrum mit vielen Moden. Man kann aber auch einen externen Spiegelresonator benutzen, um einen Einmodenbetrieb zu realisieren, muss dann aber die Austrittsflächen des Laserkristalls entspiegeln. Die Emissions-Wellenlänge des Diodenlasers hängt im wesentlichen von dem verwendeten Halbleitermaterial und seiner Dotierung ab. Sie kann außerdem durch Temperatur- und Druckänderung in gewissen Grenzen variiert werden. Die am häufigsten verwendeten Diodenlaser auf der Basis von III-VHalbleitermaterialien, wie z. B. Aluminium-Gallium-Arsenid (AlGaAs), arbeiten im nahen Infrarot um 830 nm (Tab. 2.1). Laser aus II-VI-Halbleitermaterialien, z. B. Blei-Zinn-Tellurid (PbSnTe) sind im mittleren Infrarot bei 10–30 μm breit durchstimmbar. Obwohl der Halbleiterkristall hier gekühlt werden muss (meist auf 77 K) und die Ausgangsleistungen relativ niedrig sind, erfreuen sich diese Laser in der Spektroskopie großer Beliebtheit.

2.4.5

Röntgenlaser

Während die Strahlung der bisher beschriebenen Laserquellen im sichtbaren Spektralbereich auf Elektronenübergängen im Bereich der äußeren Atomschalen (Valenzelektronen) beruht, ist für den Röntgenlaser eine Besetzungsinversion für Elektronenzustände der inneren Schalen erforderlich. Eine Möglichkeit auf dem sehr anspruchsvollen Weg zum Röntgenlaser bieten die Prozesse von Elektronenstoß und Rekombination in einem Plasma, das mit einem Kurzpuls-Hochleistungslaser

28


Tab. 2.1 Zusammenstellung der derzeit meist verwendeten Laserquellen. Typische Leistungen von Dauerstrichlasern (cw) in W, Energiewerte von Impulslasern (Impulsdauer von μs bis fs) in J. Gaslaser Ar-Ionenlaser

488 nm (blau) 514,5 nm (grün) 633 nm 337 nm 157 nm (F2) 193 nm (ArF) 248 nm (KrF) 308 nm (XeCl) 10,6 μm

cw, einige W

cw, ns, ps, einige kW

Nd:Glas Er:YAG Ti:Saphir

1 064 nm (auch Harmonische) 1 062 nm 2,94 μm 670–1 080 nm

Halbleiterlaser AlGaAs

780–880 nm

AlGaInP InGaAs InGaAsP GaN

630–680 nm 915–1 060 nm 1 150–1 650 nm 405 nm

cw, einige kW (im Barren), μs cw cw, μs cw, ps cw

He-Ne-Laser N2-Laser Excimer-Laser

CO2-Laser Festkörperlaser Nd:YAG

Farbstofflaser mehrere Farbstoffe

300–1 200 nm (durchstimmbar)

cw, 10–100 mW ns, einige 0,01 J ns, einige 0,05 J ns, einige 0,1 J ns, einige 0,1 J ns, etwa 1 J cw, μs, 1 kW–einige 10 kW

ns, ps, einige 100 J μs, einige J ps, fs, einige mJ

cw, ns

erzeugt wird. Im Plasma kann von den Atomen eine größere Anzahl der äußeren Elektronen „abgestreift“ werden, so dass in den verbleibenden hochgeladenen Ionen durch Elektronenstoß eine Besetzungsinversion zwischen Innerschalen-Niveaus erzielt werden kann. Über einer dünnen Metallfolie (z. B. aus Silber) wird durch Fokussierung der Pumplaserstrahlung mit

2

Laserprinzip

29

einer Zylinderlinse (auf 1013…1015 W/cm2) ein linienförmiges Plasma (der Abmessungen von z. B. 0,1 ⋅ 20 mm2) mit hoch ionisierten Metallionen erzeugt. Da bei diesem Verfahren keine Resonatorspiegel eingesetzt werden können, ist allein die verstärkte induzierte Emission in dem langgestreckten Plasma die Quelle von Röntgenstrahlen im Wellenlängenbereich von einigen 10 nm. Der Umwandlungsgrad liegt derzeit bei 10−6…10−5. Das Ziel der weiteren Bemühungen ist eine kohärente Röntgenquelle ausreichender Intensität, mit deren Hilfe sich zum Beispiel Holographie an biologischen Strukturen (siehe Kap. 4.5.3) oder Materialforschung an Nanostrukturen ausführen ließe.

13

I

3 Lasereigenschaften

Wie bei jeder Lichtquelle werden auch die Eigenschaften der Laserstrahlung durch die Parameter des betreffenden elektromagnetischen Feldes charakterisiert. Der Momentanwert der elektrischen (und magnetischen) Feldstärke ist durch die Amplitude und Phase der zugehörigen elektromagnetischen Schwingung bestimmt. Die Korrelationen der Phase und die Fluktuationen der Amplitude prägen – wie wir sehen werden – die Kohärenz des Laserfeldes. Das Quadrat der Amplitude ist proportional zur Intensität des Lichtfeldes. Der Zeitverlauf der elektrischen Feldstärke ist durch die Frequenz der elektromagnetischen Schwingung gegeben, der eine zeitliche Variation der Amplitude (z. B. beim Impulsbetrieb der Laserquelle) überlagert sein kann. Die Frequenz ν der Schwingung hängt mit der Wellenlänge λ der Strahlung über die Beziehung c = λ ⋅ ν zusammen. Das Spektrum der Laserfrequenzen wird – wie in Kap. 2.3 beschrieben – durch die Zahl der Resonatormoden bestimmt, die innerhalb des verfügbaren Spektralbereichs der laserfähigen Atome und Moleküle anschwingen können. Im Einmodenbetrieb weist die Laserstrahlung eine äußerst geringe Linienbreite auf. Die Schwingungsrichtung der elektrischen Feldstärke des Lichtfeldes kennzeichnet die Polarisation der Laserstrahlung. Die besonderen Eigenschaften der Laser-Lichtquelle und deren stetige Weiterentwicklung in den vergangenen 50 Jahren stehen im Mittelpunkt dieses Kapitels.

32

3.1


Entwicklung

Wenn man heute die Optik als eine der Schlüsseltechnologien dieses Jahrhunderts bezeichnet, dann hat daran die Lasertechnologie einen entscheidenden Anteil. Das betrifft nicht nur die Entwicklung neuer Laserquellen, sondern auch die ständige Vervollkommnung und Erweiterung der Eigenschaften dieser Lichtquelle, die die Voraussetzung für die außerordentliche Vielfalt ihrer Anwendungen bilden. Und dabei fing in den 1960er Jahren alles ganz klein und bescheiden an. Die neuartige Lichtquelle war zunächst nicht mehr als eine helle Lampe, die einen scharf gebündelten Strahl in nur eine Richtung abgab. Bedingt durch die Fabry-Perot-Resonatorstruktur werden ja im Laser nur die Lichtwellen in Achsenrichtung des Resonators ausreichend verstärkt, und allein in diese Richtung verläuft dann auch der aus dem Laser ausgekoppelte Strahl. Man erhält daher – wenn man nur den Grundmodus anschwingen lässt – ein gut kollimiertes Bündel, dessen Öffnungswinkel durch die beugungstheoretische Grenze gegeben ist (siehe unten). Dieser nahezu parallele Strahlenverlauf bot sich seinerzeit unmittelbar für Übertragungen optischer Signale über große Entfernungen an. Die einfachste und tatsächlich erste praktische Anwendung fand der Strahl eines He-Ne-Lasers daher als Leit- und Justierstrahl im Bauwesen. Wer weiß, ob die Lasertechnik ohne diese ersten, sehr erfolgreichen Anwendungen im Tunnel-, Kühlturm- und Schiffsbau eine solch rasche und zielgerichtete Weiterentwicklung erfahren hätte! Ein weiterer Anwendungsbereich betraf den Versuch, akustische Signale mit dem entsprechend modulierten Lichtstrahl über weite Entfernungen zu übertragen. Das gelang seinerzeit zur großen Freude der Forscher durchaus über größere Strecken von Turm zu Turm – allerdings nur bei gutem Wetter. Auch wenn diese Freiraumübertragung wegen ihrer Witterungsanfälligkeit nie praktische Bedeutung erlangte, gab sie doch den Anstoß für die

3

Lasereigenschaften

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tiefgreifende Entwicklung der optischen Nachrichtenübertragung auf der Basis von Halbleiterlasern, ohne die unsere heutigen Datennetze undenkbar sind. Eine der ersten einfachen Anwendungen des gebündelten Laserstrahls finden wir auch heute noch in Diskotheken, wenn der grüne oder blaue Strahl eines Argonlasers – auf rhythmische Weise gesteuert – über die Köpfe der Tanzfreudigen gleitet. Sehr bald machte man in den Anfangsjahren auch von der inhärenten Eigenschaft Gebrauch, dass sich der kollimierte Laserstrahl sehr gut fokussieren lässt. Für ein Laserfeld im Grundmodus mit gaußförmiger Intensitätsverteilung (vgl. Kap. 2.2) liegt der mit einer Linse erreichbare Fokusdurchmesser D im Bereich λ/2 ≤ D ≤ λ. (Diese Grenze ist durch die Beugung der Lichtwellen mit der Wellenlänge λ bedingt.) Im sichtbaren Spektralgebiet folgen daraus Fokusabmessungen im μm-Bereich. Daher konnte man selbst bei den zunächst begrenzten Energiewerten der Laserstrahlung im Fokus so hohe Intensitäten erzielen, dass bei Wechselwirkung mit festen Stoffen sehr feine, räumlich eng begrenzte Strukturänderungen erreichbar waren. Daraus ergaben sich dann erste Anwendungen in der Mikromaterialbearbeitung (meist mit Festkörperlasern), in der Medizintechnik (z. B. dem Anpunkten der Netzhaut im Auge mit dem Argonlaser) oder in der optischen Datenspeicherung. Insbesondere bei der Speicherung von Daten wurden immer neue Speichermaterialien und Methoden erprobt, um die hohe Speicherdichte des optischen Verfahrens zu nutzen. Ein Resultat dieser Bemühungen war der Bau der ersten CD (compact disc)Player mit einem Halbleiterlaser. Die Weiterentwicklung der Diodenlaser führte später zu den großen Speicherkapazitäten, wie sie heute auf einer DVD („digital versatile disc“) oder einer so genannten „blue ray disc“ realisiert sind. Mit der Steigerung der Laserleistungen und Impulsenergien konnte man in den Folgejahren die Materialbearbeitung auch auf größere Objektbereiche ausdehnen. Dabei wurden sowohl

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die Lasersysteme als auch die Verfahren der Bearbeitung ständig verbessert und optimiert. So wird zum Beispiel in modernen Werken des Fahrzeugbaus der Laser heute nicht nur zum Schneiden und Schweißen eingesetzt. Auch beim Härten besonders belasteter Bauteile hat die Oberflächenveredelung mit Laserstrahlung erhebliche Fortschritte gebracht. Für die Materialbearbeitung benötigt man zumeist Laserleistungen im Bereich von einigen kW, so dass neben Festkörper- und Diodenlasern auch CO2-Laser zum Einsatz kommen (vgl. Tab. 2.1). In der Medizintechnik zeigte sich sehr bald, dass das nichtselektive Einstrahlen von fokussiertem Laserlicht bei der Behandlung empfindlicher Organe keine zufrieden stellenden Ergebnisse lieferte. Hier erwies sich der selektive Eintrag von Energie in den Wellenlängenbereichen als erforderlich, bei denen die organischen Substanzen möglichst gut absorbieren und darüber hinaus keine schädigenden Nebenreaktionen initiiert werden. Die Entwicklung von in der Wellenlänge durchstimmbaren Lasern sowie von neuen Lasermaterialien in bisher nicht zugänglichen Spektralbereichen war daher eine wesentliche Voraussetzung für weitere Erfolge im medizinischen Bereich. Hatte man die auffällige Richtungsbündelung der Laserstrahlung bei der Inbetriebnahme der ersten Laserquellen direkt vor Augen, so erschloss sich erst durch einige zusätzliche Vorkehrungen, dass das Laserlicht auch extrem schmalbandig, d. h. von hoher Monochromasie, sein kann. Dazu war es erforderlich, die Zahl der Lasermoden, die im Frequenzbereich der Laserverstärkung anschwingen können (vgl. Kap. 2.2), auf wenige oder möglichst nur eine zu reduzieren. Das gelingt relativ leicht, wenn die Verstärkungslinie selbst relativ schmal im Vergleich zum Modenabstand ist, wie z. B. bei den meisten Gaslasern. Bei Festkörper- und Farbstofflasern müssen dagegen zusätzliche wellenlängenselektive Elemente in den Resonator eingebaut werden, z. B. Prismen und Beugungsgitter oder zusätzliche Fabry-Perot-Filter. Auf diese Weise lassen sich selbst für die in einem breiten Spektralbereich laserfähigen Materialien Linien-

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Lasereigenschaften

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breiten kleiner als 1 MHz erreichen. Bei einer Laserfrequenz von 5 ·1014 Hz bedeutet dieser Wert eine relative Frequenzstabilität von nahezu 109 ! Das Strahlungsfeld eines Lasers mit geringer Linienbreite, der im transversalen Grundmodus arbeitet, zeichnet sich durch einen hohen Ordnungsgrad oder – wie man auch sagt – durch hohe Kohärenz aus. Spaltet man nämlich von diesem Lichtfeld gewisse Teilwellen ab, die räumlich (z. B. durch einen Doppelspalt) oder zeitlich (z. B. in einem Michelson-Interferometer) voneinander getrennt sind, stellt man eine feste Kopplung der Schwingungsphasen dieser Anteile fest. Bringt man die Teilwellen (nach dem Doppelspalt bzw. nach dem MichelsonInterferometer) wieder zusammen, erhält man ein stehendes Interferenzmuster, das diese Kopplung demonstriert. Auf der ausgeprägten Interferenzfähigkeit der Laserstrahlung beruhen die Anwendungen zur Interferometrie und hier insbesondere zur Holographie, die Mitte der sechziger Jahre erstmals mit Laserlicht vorgeführt wurde. Einmodenlaser, deren Frequenz wohl definiert durchgestimmt werden kann, bilden die Grundlage für die völlig neuen Anwendungsbereiche des Lasers in der hochauflösenden Spektroskopie bis hin zu Kühlung und Einfang von einzelnen Ionen, Atomen und Molekülen in so genannten optischen Fallen. Letztere Anwendungen haben bisher vorwiegend im wissenschaftlichen Bereich zu fundamental neuen Erkenntnissen geführt. Wichtige Ergebnisse finden aber auch Eingang in Entwicklungen mit zukünftiger technischer Relevanz (z. B. bei der Bearbeitung der Grundlagen für optische Computer). Während für diese Arbeiten anfänglich Gaslaser bevorzugt wurden, benutzt man heute – vor allem wegen der Durchstimmbarkeit ihrer Wellenlänge – meist schmalbandige Farbstoff- oder Diodenlaser. Wer gedacht hatte, dass mit der Entwicklung der hochstabilen, frequenzscharfen und durchstimmbaren Laser die Entwicklung ihren Höhepunkt erreicht hat, sah sich durch Ergebnisse von Arbeiten getäuscht, die – in genau entgegengesetzter Rich-

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tung – Laserquellen mit möglichst vielen Moden untersuchten. In den ersten beiden Jahrzehnten nach der Entdeckung des Lasers konnte man mit dem Vielmodenbetrieb z. B. beim Argonlaser oder den Festkörperlasern nicht viel anfangen – die voneinander völlig unabhängig schwingenden Moden führten zu einem scheinbar regellosen chaotischen Verhalten mit starken Schwankungen und Spitzen („spikes“) in der Laseramplitude. Als man jedoch Methoden fand, die vielen verschiedenen Schwingungsmoden in ihrer Phase miteinander zu koppeln, stellte man fest, dass auf diese Weise ein geordneter Impulszug mit sehr kurzen Lichtimpulsen in einem definierten Abstand zueinander erzeugt werden konnte. Je breiter das Frequenzspektrum der verstärkenden Atome ist, desto kürzer sind die erhaltenen Laserimpulse. Freute man sich anfangs über Impulsdauern im ps-Bereich, die man im Nd:YAG-Laser oder im Farbstofflaser erhalten hatte, so führte die weitere Entwicklung zu Lasermaterialien mit immer größerer Bandbreite. Heute ist der Ti: Saphir-Laser der meist genutzte Lasertyp, der Impulse bis in den Bereich weniger Femtosekunden ermöglicht. Derart kurze Lichtimpulse erlauben das Studium extrem schneller Prozesse, wie sie in der Physik, in der Photochemie und Photobiologie vorkommen und an deren Aufklärung ohne die Verfügbarkeit der fs-Laserimpulse niemals zu denken war. Darüber hinaus bedeutet die Konzentration der abgestrahlten Laserenergie auf die ultrakurzen Impulse, dass entsprechend hohe Spitzenleistungen im Einzelimpuls vorliegen. Bei hinreichender Nachverstärkung der fs-Impulse erreicht man heute in den meisten kommerziellen Lasersystemen Impulsenergien von einigen mJ, woraus bei einer Impulslänge von z. B. 100 fs eine Impulsleistung von mehr als 10 GW (1010 W) folgt, was der Leistung von mehreren Großkraftwerken entspricht. Durch den Einsatz weiterer Verstärkerstufen strebt man gegenwärtig Leistungswerte von vielen TW(1012 W) bis in den PW-Bereich (1015 W) an. Wegen der begrenzten Belastbarkeit der Verstärker-

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Lasereigenschaften

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materialien sind diese Spitzenwerte allerdings nur mit ausgeklügelten Verstärkungsmethoden zu erreichen. Die gute Fokussierbarkeit der Laserstrahlung macht es möglich, diese Impulsleistungen auf sehr kleine Fleckdurchmesser zu fokussieren. In Abhängigkeit von der Wellenlänge und der Güte der Fokussierungsoptik erreicht man im Fokus leicht Durchmesser von 10…100 μm, woraus sich für Leistungen von 1 TW Intensitätswerte von 1017 W/cm2 errechnen. Bedenkt man, dass im Laserfeld bei einer Intensität von etwa 3·1016 W/cm2 dieselbe elektrische Feldstärke vorliegt wie im Wasserstoffatom (5 ·1011 V/ m), wird deutlich, dass man mit derartigen Lichtfeldern gravierend in die inneratomaren Prozesse eingreifen kann. Erzeugt man mit diesen intensiven Laserimpulsen Plasmen, werden die darin frei gesetzten Elektronen und Ionen auf extrem hohe kinetische Energien beschleunigt. Für Elektronen wurden zum Beispiel Werte von 100 MeV erreicht, so dass auf diesem Wege relativistische Effekte initiiert und studiert werden können.

3.2

Kohärenz

3.2.1

Kohärenz im klassischen Sinn

Die Kohärenz ist wahrscheinlich die am besten bekannte Eigenschaft von Laserstrahlung. Das liegt daran, dass Laserlicht im Vergleich zum „natürlichen“ Licht der bisher üblichen thermischen Quellen einen sehr hohen Ordnungsgrad und damit ausgeprägte Kohärenz besitzt. Während thermisches Licht durch die Überlagerung der spontanen Emission vieler, voneinander unabhängiger Atome gebildet wird, bedingt der Entstehungsprozess der Laserstrahlung ein sowohl in räumlicher als auch in zeitlicher Hinsicht geordnetes kohärentes Strahlungsfeld. In der Optik wird die Kohärenz eines Lichtfeldes durch die Interferenzfähigkeit der betreffenden Lichtwellen definiert. Be-

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Doppelspalt

A X Punktquelle B

Schirm Abb. 3.1 Doppelspalt-Experiment: Interferenz der zwei Teilwellen, die am Doppelspalt (bei A und B) vom Strahlungsfeld einer Punktquelle abgetrennt werden. Das sinusförmige Interferenzmuster auf dem Schirm beweist die räumliche Kohärenz beider Teilwellen.

leuchtet man – wie in Abb. 3.1 dargestellt – einen Doppelspalt mit einer punktförmigen Lichtquelle, so beobachtet man auf dem Schirm eine sinusförmige Intensitätsverteilung, das Interferenzmuster aus hellen und dunklen Streifen. Die beiden von Spalt A und Spalt B ausgehenden Kugelwellen (Huygenssches Prinzip) sind in Bezug auf ihre Schwingungsphase fest zueinander gekoppelt und liefern daher bei ihrer Überlagerung auf dem Schirm ein stehendes Interferenzbild. Hat man jedoch bei einer realen thermischen Lichtquelle nicht nur ein strahlendes Atom, sondern viele, über ein größeres Volumen verteilte atomare Strahler, dann wird jeder einzelne Strahler für sich ein Interferenzmuster der soeben beschriebenen Art erzeugen. Da aber die Emissionen völlig regellos und unabhängig voneinander erfolgen, erscheint das Muster für jeden Strahler an einer anderen Stelle auf dem Schirm. Die Überlagerung aller Einzelinterferenzen ergibt dann in der Regel ein total verwaschenes Bild ohne

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Lasereigenschaften

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jegliches Muster. In diesem Fall werden die im Doppelspalt analysierten Teilwellen als inkohärent bezeichnet. Nur in eng begrenzten räumlichen Bereichen hinsichtlich Quellengröße und Spaltabstand findet man für thermische Strahler ein scharfes Interferenzbild. Es existiert eine Kohärenzbedingung, die in Abhängigkeit von der Größe der Lichtquelle festlegt, für welchen maximalen Spaltabstand A-B man ein gut sichtbares Interferenzmuster erhält. Dieser Abstand charakterisiert dann den Bereich der räumlichen Kohärenz des betreffenden Lichtfeldes. Führt man das Doppelspaltexperiment mit der Strahlung eines kontinuierlich betriebenen Lasers im transversalen Grundmodus durch, beobachtet man immer ein gut ausgeprägtes Interferenzmuster, selbst wenn der Spaltabstand nahezu den Strahldurchmesser erreicht. Laserlicht ist in guter Näherung über den gesamten Strahlquerschnitt kohärent. Das lässt sich anschaulich leicht verstehen, da im Grundmodus die Verstärkung nahezu ausschließlich in Achsenrichtung des Resonators stattfindet und beim Anlaufprozess die induzierte Emission immer nur in das schon vorhandene Strahlungsfeld mit dieser ausgezeichneten Richtung erfolgt. Die atomaren Strahler emittieren die Photonen gleichsam im Takt, was zu dem außerordentlichen Ordnungsgrad des erzeugten Strahlungsfeldes führt. Für einen Fabry-Perot-Resonator mit ebenen Spiegeln kann das ausgekoppelte Laserlicht zu jedem Zeitpunkt näherungsweise als Welle mit ebenen Wellenflächen betrachtet werden, und für diese ist die Schwingungsphase per definitionem über den Strahlquerschnitt konstant. Das entspricht maximaler räumlicher Kohärenz. Wenn zum Beispiel eine Welle mit ebenen Wellenflächen auf den Doppelspalt trifft (siehe Abb. 3.1), wird immer ein scharfes Interferenzmuster auf dem Schirm erscheinen – ganz gleich, wie groß man den Abstand A-B wählt. Geringfügige Einschränkungen bei der räumlichen Kohärenz des Lasers ergeben sich im Multimodenfall sowie bei Lasertypen mit großer Verstärkung im Impulsbetrieb. Letzteres trifft z. B. auf den Excimerlaser zu, weshalb diese Laser u. a. für die Photolithographie

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besonders attraktiv sind, da bei diesem Verfahren die hohe Kohärenz des Laserlichts störend wirkt. Bisher haben wir die räumliche Kohärenz der Lichtwellen, d. h. die Kopplung der Schwingungsphasen über den Strahlquerschnitt diskutiert. Was beobachten wir nun, wenn wir die Korrelation der elektromagnetischen Schwingungen des Lichtfeldes am selben Ort, aber zu unterschiedlichen Zeiten messen? Nehmen wir eine monochromatische Welle an, die durch nur eine Frequenz gekennzeichnet ist, dann existieren hier zu unterschiedlichen Zeitpunkten wohldefinierte Phasenbeziehungen. Ändert sich jedoch die Frequenz der Lichtwelle im Zeitablauf auf statistische Weise – wie bei den regellosen thermischen Strahlern -, hat man feste Phasenbeziehungen und damit zeitliche Kohärenz nur in einem begrenzten Zeitraum. Die zeitliche Kohärenz lässt sich mit Hilfe eines Michelson-Interferometers bestimmen (Abb. 3.2). Der mehr oder weniger gebündelte Strahl der Lichtquelle fällt auf den teildurchlässigen Spiegel TS, spaltet hier in zwei Teilwellen auf, die nach Reflexion an den Spiegeln S1 und S2 am Teilerspiegel überlagert werden und auf dem Schirm ein Interferenzmuster erzeugen können. (Die Strahlen in Abb. 3.2 repräsentieren die Ausbreitungsrichtung der Lichtwellen.) Wenn die Weglängen von TS nach S1 und von TS nach S2 gleich sind, wird man in jedem Fall ein Interferenzmuster erhalten, da ja praktisch identische Strahlteile mit trivialerweise fester Phasenbeziehung überlagert werden. Vergrößert man jedoch diesen Gangunterschied, werden Teilwellen kombiniert, die zu unterschiedlichen Zeiten von der Lichtquelle emittiert wurden. Durch stetige Vergrößerung des Wegunterschieds kann man so die maximale Zeitdifferenz ermitteln, zu der die beiden Teilwellen noch in fester Phasenbeziehung zueinander stehen. Diese Größe (τkoh) charakterisiert den zeitlichen Bereich der Phasenkorrelation im Lichtfeld und somit die zeitliche Kohärenz der untersuchten Strahlung. Es ist leicht einzusehen, dass das Zeitintervall für näherungsweise konstanten Phasenunterschied zwischen den beiden Teilwellen umso kleiner ist, je schneller und

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41

Lasereigenschaften

Schirm

S2

Quelle TS

S1 Abb. 3.2 Michelson-Interferometer: Die beiden am Teilerspiegel TS separierten Teilstrahlen der Lichtquelle werden von den Spiegeln S1 und S2 reflektiert und auf dem Teilerspiegel überlagert. Das sinusförmige Interferenzmuster auf dem Schirm demonstriert die zeitliche Kohärenz beider Teilwellen.

größer die Frequenzänderungen der Lichtquelle sind, mithin je größer die spektrale Linienbreite der betreffenden Strahlung ist. In der Tat ergibt sich die Kohärenzzeit τkoh in guter Näherung aus der inversen Spektralbreite Δω zu: τkoh ≈ 1/Δω.

(1)

Daraus folgt die Kohärenzlänge lkoh = c τkoh, die den maximal möglichen Wegunterschied der beiden Interferometerarme des Michelson-Interferometers bedeutet (vgl. Abb. 3.2), für den noch ein Interferenzmuster erhalten wird. Für thermische Lichtquellen, z. B. eine Gasentladungslampe, errechnet sich bei einer Linienbreite von 1 GHz (109 Hz) eine Kohärenzlänge von 30 cm.

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Aus der Beziehung (1) folgt unmittelbar, dass man für das Strahlungsfeld eines Lasers in Abhängigkeit von der realisierten Linienbreite extrem unterschiedliche Werte für die Kohärenzlänge erreichen kann: in positiver Richtung bis hin zu Werten von 100 km als auch in entgegengesetzter Richtung bis hinab in den μm-Bereich. Beide Extremfälle sind für die Anwendungen der Laserstrahlung von großer Bedeutung. Ist man an Laserquellen mit großer Kohärenzlänge interessiert, wählt man einen kontinuierlich betriebenen Laser aus, der im transversalen Grundmodus auf nur einer Axialmode schwingt (Einmodenbetrieb). Die Linienbreite wird dann im wesentlichen durch die kurzzeitigen Schwankungen der Laserfrequenz bestimmt, die auf mechanische und akustische Störungen der Resonatorstruktur zurückzuführen sind. Diese Einflüsse lassen sich durch eine passive Stabilisierung, d. h. durch sorgfältige Abschirmung und Isolation eines hochstabilen Laseraufbaus, sehr weit herabsetzen. Ähnliche Anstrengungen sind erforderlich für eine stabile Anregung durch eine Gasentladung oder durch optisches Pumpen. Für Gaslaser erreicht man auf diese Weise Linienbreiten um 10 kHz, was Kohärenzlängen von 30 km entspricht. Selbst bei durchstimmbaren Farbstoff- oder Diodenlasern lassen sich im Einmodenbetrieb Linienbreiten unter 1 MHz realisieren, woraus immer noch eine Kohärenzlänge von 300 m folgt. Wenn man zusätzlich noch eine aktive Stabilisierung der Laserfrequenz auf eine stabile Referenzlinie vornimmt, kann man die Werte für die Linienbreite noch weiter verringern. Hier wurden in den vergangenen Jahren – insbesondere in Verbindung mit der hochauflösenden Spektroskopie (siehe Kap. 4.7.2) – immer neue und anspruchsvollere Verfahren entwickelt. Die theoretische Grenze für die Laserlinienbreite ist durch den extrem geringen Beitrag der spontanen Emission zum Laserfeld gegeben. Die dominierende induzierte Emission sorgt jedoch dafür, dass die im Laserprozess neu gebildeten Photonen immer wieder phasengerecht in das schon vorhandene Strahlungsfeld „eingetaktet“ werden und so ein resultierendes Feld

3

Lasereigenschaften

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erzeugt wird, das sich bei großer Verstärkung und hoher Güte des Laserresonators praktisch wie eine monochromatische Welle verhält. Nimmt man hinzu, dass – wie oben beschrieben – auch die räumliche Kohärenz über den Strahlquerschnitt nahezu perfekt ist, liefert der Laser ein Wellenfeld mit konstanten Phasenbeziehungen sowohl in räumlicher als auch in zeitlicher Hinsicht. Damit verhält sich das Strahlungsfeld eines frequenzstabilen Einmodenlasers in guter Näherung wie eine ebene Welle mit vollständiger Kohärenz. Im Gegensatz zu thermischen Lichtquellen ist die Zahl der Photonen im Kohärenzvolumen – dem Produkt aus Kohärenzlänge und Strahlquerschnitt – eines Einmodenlasers sehr groß, so dass man ohne Schwierigkeiten auch Interferenzexperimente mit zwei voneinander unabhängigen Laserquellen durchführen kann. Betrachten wir abschließend noch die Erzeugung von Laserimpulsen mit extrem geringer Kohärenzlänge. In diesem Fall benutzt man Laser mit möglichst großer Spektralbreite und vielen Axialmoden. Hier kommen vorrangig Festkörperlaser mit ihrem breiten Spektrum sich überlappender vibronischer Zustände in Betracht. Für den Ti:Saphir-Laser mit einer Linienbreite von z. B. 300 nm ergibt sich zum Beispiel eine Kohärenzlänge von wenigen μm. Damit wurde in den letzten Jahren eine neuartige Methode im medizinischen Bereich begründet – die optische Kohärenztomographie (siehe Kap. 4.5.3). Auch dieses Verfahren stellt erneut ein ganz typisches Beispiel dafür dar, wie die Weiterentwicklung der Lasereigenschaften – hier die Erzeugung von Femtosekunden-Impulsen – zu ganz neuen Anwendungen führt.

3.2.2

Kohärenz höherer Ordnung

Nachdem man für Laserlicht den hohen Grad an Kohärenz im klassischen Sinn festgestellt hatte, ergaben weitere experimentelle und theoretische Studien, dass Laserstrahlung darüber

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hinaus Kohärenzeigenschaften von höherer Ordnung besitzt. Die Kohärenz im bis dahin üblichen Sinn beschreibt die Korrelation der Schwingungsphasen der elektrischen Feldstärke an unterschiedlichen Raum-Zeit-Punkten des betreffenden elektromagnetischen Feldes (vgl. Kap. 3.2.1). Für alle RaumZeit-Punkte innerhalb des Kohärenzvolumens werden in den entsprechenden Interferenzexperimenten feste Beziehungen der zugehörigen Phasen ermittelt. Man kann nun aber in verallgemeinerter Form auch nach der Korrelation der Intensitätswerte an verschiedenen Raum-Zeit-Punkten im betrachteten Lichtfeld fragen. Stellt man zum Beispiel zwei Photoempfänger an zwei verschiedenen Orten im Strahlungsfeld auf und misst die Koinzidenzrate, d. h. das Ansprechen beider Empfänger zu zwei unterschiedlichen Zeiten, dann erhält man Aussagen über die Intensitätsschwankungen und deren Relationen in räumlicher und zeitlicher Hinsicht. In diesem Fall wird – wie man sagt – die Kohärenz 2. Ordnung untersucht. Bei mehr als zwei Detektoren lassen sich entsprechend die Kohärenzeigenschaften höherer Ordnung bestimmen. Die Kohärenz 1. Ordnung entspricht in dieser verallgemeinerten Betrachtungsweise der bisher betrachteten Kohärenz im klassischen Sinn (gemäß dem Permanenzprinzip, dem zufolge neue erweiterte Gesetzmäßigkeiten die bis dahin geltenden Definitionen enthalten). Die Kriterien für Kohärenz zweiter und höherer Ordnung charakterisieren die Korrelation der Intensitätswerte an verschiedenen Raum-Zeit-Punkten und geben damit Auskunft über die Intensitätsfluktuationen im Strahlungsfeld, über das Rauschen in der klassischen Beschreibung bzw. die Photonenstatistik in quantenmechanischer Interpretation. Auch hier interessiert uns wieder der Vergleich zwischen dem Licht einer thermischen Quelle und der Laserstrahlung. Dazu kommen wir nochmals auf den so unterschiedlichen Entstehungsprozess beider Strahlungsarten zurück. Bei thermischen Strahlern führt die Überlagerung statistisch emittierender Atome dazu, dass positive und negative Werte der Feldstärke gleich häufig auftreten und der

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Lasereigenschaften

W(E)

thermisches Licht

Laserlicht

0

E

Abb. 3.3 Wahrscheinlichkeitsverteilung W(E) der elektrischen Feldstärke E für das thermische Licht einer Glühlampe und für Laserlicht.

wahrscheinlichste Wert bei Null liegt – für die Wahrscheinlichkeits-Verteilung der momentanen Feldstärke E ergibt sich eine so genannte Gauß-Verteilung (Abb. 3.3). Man kann zeigen, dass Licht mit dieser Verteilungsfunktion nur in 1. Ordnung kohärent, aber in jeder höheren Ordnung inkohärent ist. Im Koinzidenzexperiment mit zwei Detektoren werden neben zufälligen immer auch systematische Koinzidenzen gemessen – die Photonen einer thermischen Lichtquelle zeigen die Tendenz „in Paaren“ aufzutreten („bunching effect“). Die zugehörige Photonenstatistik wird durch eine Bose-Einstein-Verteilung charakterisiert. Die Feldstärke eines Einmoden-Lasers zeigt dagegen eine gänzlich andere Verteilung. Auf Grund der Verstärkung durch induzierte Emission ähnelt die Feldstärke-Verteilung im Laser dem Verhalten einer Sinuswelle, deren Maxima bei endlichen Werten der Feldstärke E liegen (vgl. Abb. 3.3). Dazu kommt,

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dass der nichtlineare Sättigungsprozess bei der Verstärkung im Lasermedium für eine Stabilisierung der Laseramplitude sorgt – Abweichungen der Laserintensität nach oben oder unten werden durch diesen Prozess umgehend ausgeglichen. Daraus resultiert weit oberhalb der Laserschwelle ein Strahlungsfeld mit nahezu konstanter Amplitude der Feldstärke. Die Amplitudenfluktuationen sind auf ein Minimum beschränkt, und die entsprechende Photonenstatistik ist in guter Näherung durch eine Poisson-Verteilung gegeben. Die Poissonstatistik bedeutet, dass die in einem bestimmten Zeitintervall gemessene mittlere Photonenzahl n um Δn = n1/2 schwankt. Diese Fluktuationen der Photonenzahl bedingen das so genannte Schrotrauschen, die minimale Rauschgrenze für das Laserfeld. Je größer die Photonenzahl n ist, desto kleiner sind die relativen Schwankungen Δn/n = n−1/2 und damit die Abweichungen von einer Sinuswelle mit konstanter Amplitude. Ein solches Feld ist kohärent von höherer Ordnung. Die Intensitätswerte an verschiedenen Raum-Zeit-Punkten sind unabhängig voneinander – in dem betreffenden Koinzidenzexperiment mit mehreren Detektoren werden nur zufällige Koinzidenzen gemessen. Es gibt kein „bunching“ wie bei thermischen Quellen. Im Gegenteil erlauben nichtlineare optische Methoden, ein Photonenensemble mit „anti bunching effect“ zu generieren. Zusammenfassend lässt sich feststellen, dass das Strahlungsfeld eines Einmodenlasers nicht nur kohärent in 1. Ordnung (im klassischen Sinn) ist, sondern darüber hinaus einen noch höheren Ordnungsgrad – Kohärenz in beliebig hoher Ordnung – aufweist. Die klassischen Interferenzversuche demonstrieren ein über Raum und Zeit ausgedehntes Kohärenzvolumen. Koinzidenzexperimente mit mehreren Detektoren an unterschiedlichen Raum-Zeit-Punkten des Laserfeldes zeigen praktisch keine systematischen Koinzidenzen und widerspiegeln so die hohe Stabilität der Amplitude. Ein solches Feld wird als maximal kohärent bezeichnet. Seine Eigenschaften entsprechen in guter Näherung denen einer klassischen ebenen Welle.

3

Lasereigenschaften

3.3

Frequenztransformation

3.3.1

Harmonischen- und DifferenzfrequenzErzeugung

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Viele Anwendungen der Lasertechnik verlangen einen selektiven Eintrag der Strahlungsenergie, d. h. eine bestimmte Wellenlänge (oder Farbe), für die die Wechselwirkung mit dem bestrahlten Medium möglichst effizient ist. Wenn die betreffenden Materialien bevorzugte Absorptionsbanden aufweisen, wird man möglichst in diesen Spektralbereichen einstrahlen, um die Laserenergie optimal in das absorbierende Medium zu deponieren. Für andere Anwendungen, die auf eine hohe räumliche Auflösung der Wechselwirkungsbereiche zielen, ist man an minimalen Fokus-Durchmessern der Strahlung interessiert. Dafür benötigt man kurzwellige Strahlung zum Beispiel im ultravioletten oder Röntgenbereich, da der Durchmesser des Laserfokus proportional zur Wellenlänge abnimmt. Diesen Anforderungen ist man in der Vergangenheit mit der Entwicklung weiterer Laserquellen bei neuen Wellenlängen nachgekommen. Die Möglichkeiten für diesen Weg sind jedoch relativ begrenzt, und daher haben die Arbeiten zur Frequenztransformation vorhandener Laserquellen in andere Wellenlängenbereiche schon früh große Aufmerksamkeit erfahren. Die Erzeugung neuer Laserwellenlängen durch Frequenztransformation basiert auf den Effekten der nichtlinearen Optik. Die hohen Laserintensitäten ermöglichen nämlich über die konventionelle lineare Optik hinaus die Ausnutzung nichtlinearer Eigenschaften optischer Medien. Das lässt sich anschaulich mit Hilfe der folgenden Beziehung zwischen der Polarisation P des optischen Mediums und der elektrischen Feldstärke E des Laserfeldes darstellen (wobei P und E Vektorgrößen sind): …

P = χ E + χ(2) : E E + χ(3) E E E + …

(2)

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Unter Einwirkung des Laserfeldes wird in dem Medium eine Polarisation erzeugt, die selbst wiederum Quelle von elektromagnetischer Strahlung der gleichen Frequenz ist. Die nichtlinearen Materialgrößen χ(2) und χ(3) sind viel kleiner als die Suszeptibilität χ, so dass man im „Normalfall“ der klassischen Optik nur den ersten linearen Term in Gl. (2) beobachtet: P ≈ χ E. In der linearen Optik ist die Polarisation proportional zur elektrischen Feldstärke, und die optischen Eigenschaften des Mediums sind unabhängig von der Intensität des eingestrahlten Lichts. Bei hinreichend hohen Laserfeldstärken kommen jedoch auch die relativ kleinen nichtlinearen Suszeptibilitäten χ(2) und χ(3) zur Wirkung. Wenn wir mal vernachlässigen, dass diese Größen Tensoren sind, dann ergibt sich zum Beispiel für den quadratischen Term: P ∼ E2. Beschreiben wir nun das elektrische Laserfeld näherungsweise durch eine mit der Frequenz ωL schwingende Sinuswelle, so folgt P ∼ sin2ωLt. Ein Blick in eine beliebige Formelsammlung zeigt, dass man dafür auch schreiben kann: P ∼ sin2 ωLt = ½ (1 – cos 2ωLt).

(3)

Das bedeutet, der quadratische Term in Gl. (2) liefert neben einem konstanten Gleichlichtterm einen Anteil, der mit der doppelten Frequenz schwingt und den man als 2. Harmonische der Laserfrequenz bezeichnet. Entsprechend führen die weiteren Terme mit χ(3) usw. in Gl. (2) zur Erzeugung höherer Harmonischer. Ganz analog kann man verstehen, dass der quadratische Term die Bildung von Summen- und Differenzfrequenzen erlaubt, wenn das eingestrahlte Laserlicht aus der Überlagerung von zwei Sinuswellen mit den Frequenzen ω1 und ω2 besteht: P ∼ (sin ω1t + sin ω2t)2 ∼ [1 – cos (ω1 + ω2)t] [1 + cos (ω1 − ω2)t].

(4)

3

Lasereigenschaften

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Die Polarisation und damit das zugehörige Strahlungsfeld enthalten Terme mit der Summe bzw. der Differenz der beiden Frequenzen. Mit der Summenfrequenz gelangt man auf diese Weise in kurzwellige Spektralbereiche, die Differenzfrequenz ermöglicht dagegen die Erzeugung langwelliger Strahlung bis weit in den infraroten Bereich. Wie lassen sich diese neuen Frequenzen nun im Experiment mit hohem Umwandlungsgrad tatsächlich erzeugen? Dafür ist in erster Linie ein Medium mit möglichst großer nichtlinearer Suszeptibilität erforderlich. Für den quadratischen Effekt nutzt man vorrangig Kristalle ohne Inversionssymmetrie. Für isotrope Kristalle und Gase existiert kein Effekt zweiter Ordnung, so dass erst der kubische Term in Gl. (2) als nichtlinearer Effekt zum Tragen kommt. Zunächst betrachten wir die Frequenztransformation in quadratisch nichtlinearen Medien, in Kristallen. Für eine optimale Wechselwirkung im Medium ist Voraussetzung, dass die Grundwelle (die Pumpwelle) und die erzeugte Welle, z. B. die zweite Harmonische, phasengerecht durch den Kristall laufen. Im Allgemeinen haben die Pumpwelle und die Harmonische auf Grund der Dispersion allerdings verschiedene Phasengeschwindigkeiten im Kristall, so dass sie bei einer endlichen Kristalllänge sehr schnell auseinander laufen. In anisotropen Kristallen mit einer optischen Achse kann man jedoch für bestimmte Winkel der Pumpwelle zur optischen Achse eine Phasenanpassung mit der erzeugten Welle erreichen („phase matching“). Beide Wellen durchlaufen dann auch dickere Kristalle phasengerecht, so dass eine effiziente Wechselwirkung mit einem hohen Umwandlungsgrad erzielt wird. Darüber hinaus steigt die Umwandlungsrate natürlich mit der eingestrahlten Intensität, da der Harmonischen-Erzeugung ein quadratischer Effekt zugrunde liegt. Als 1961 die ersten Experimente zur Erzeugung der Harmonischen eines Rubinlasers durchgeführt wurden, betrug der Umwandlungsgrad etwa 10−8. Heute kann man – insbesondere

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bei den hohen Intensitäten von ultrakurzen Laserimpulsen – Umwandlungsraten von mehr als 50 % erreichen.

3.3.2

Parametrische Fluoreszenz

Bei der Erzeugung der zweiten Harmonischen setzen sich zwei Pump-Photonen zu einem Photon der doppelten Frequenz zusammen. Genauso ist im Rahmen der nichtlinearen Prozesse 2. Ordnung aber auch der umgekehrte Fall möglich, bei dem ein Photon hωP der Pumpwelle in zwei Photonen hωS und hωI zerfällt (Abb. 3.4). Die Energieerhaltung erfordert ωP = ωS + ωI. Analog gilt für die Impulserhaltung kP = kS + kI. In Abb. 3.4 sind die betreffenden Vektoren nicht parallel, so dass hier eine nichtkollineare Wechselwirkung der zugehörigen Lichtwellen vorliegt. Der Prozess der parametrischen Fluoreszenz kann spontan ablaufen oder bei Einstrahlung von zusätzlichen LaserImpuls-Erhaltung Spontane parametrische Fluoreszenz

kI

kS kPUMP S (Signal)

Pump Energie-Erhaltung ZS

I (Idler) Nichtlinearer F(2)-Kristall

ZPUMP

ZI

Abb. 3.4 Spontane parametrische Fluoreszenz: führt im nichtlinearen Kristall zur Aufspaltung der Pumpwelle in eine Signal- und eine Idlerwelle. Für diesen Prozess gelten sowohl Impuls- als auch Energieerhaltung.

3

Lasereigenschaften

51

wellen mit den Frequenzen ωS oder ωI zu deren Verstärkung genutzt werden. Im ersten Fall spricht man von spontaner parametrischer Fluoreszenz, im zweiten Fall von parametrischer Verstärkung. Die Bezeichnung als „parametrischer“ Prozess geht auf die Mikrowellenphysik zurück, wo diese Art der nichtlinearen Wechselwirkung bereits seit Jahren für die Verstärkung schwacher Signale Anwendung fand. Daher wird die eine der beiden erzeugten Wellen auch als Signalwelle (ωS) und die andere als Idlerwelle (ωI) bezeichnet. Die Photonen dieser beiden Strahlen befinden sich in einem quantenmechanisch gekoppelten Zustand („verschränkte“ Photonen), der unter anderem für die Untersuchungen zur Quantenkryptographie (siehe Kap. 4.3.3) von großer Bedeutung ist. In einem geeignet angeordneten Kristall kann man für den entarteten Fall (ωS = ωI) aus einem Pumpphoton zwei Photonen mit gleicher Energie und gleichem Impulsbetrag erzeugen. Setzt man den nichtlinearen Kristall (aus Abb. 3.4) in einen optischen Resonator mit reflektierenden Spiegeln für die Signal- oder Idlerwelle, dann wird der Kristall mehrfach von der resonanten Welle durchlaufen, so dass die spontane Fluoreszenz verstärkt und die Anordnung bei hinreichend großer Verstärkung zu einem Oszillator wird (OPO: optisch parametrischer Oszillator). Da der Resonator nur für eine der beiden Wellen wirksam ist, liegt ein einfach-resonanter OPO vor. Dreht man den Kristall im Resonator, ändern sich die Brechungsindizes für die resonante Welle und damit die Wellenlängen von Signalund Idlerwelle. Bei entsprechend breitbandigen Resonatorspiegeln können auf diese Weise die Wellenlängen von Signal- und Idlerwelle durchgestimmt werden.

3.3.3

Nichtlineare Effekte höherer Ordnung

Um die relativ anspruchsvollen Anforderungen der Phasenanpassung in den Kristallen zu vermeiden, hat man – als höhere

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Laserintensitäten verfügbar waren – die nichtlinearen Prozesse in Gasen zur Frequenztransformation herangezogen. Gemäß Gl. (2) ist hier die niedrigste Ordnung der nichtlinearen Wechselwirkung ein kubischer Term. Obwohl die Suszeptibilität χ(3) deutlich kleiner als χ(2) ist, stellt die Vierwellenmischung in Gasen als Prozess 3. Ordnung eine der häufig verwendeten Methoden zur Erzeugung neuer Frequenzen dar. In Abb. 3.5 ist ein typisches Beispiel für einen Vierphotonenprozess in Argon dargestellt, bei dem sehr kurze Wellenlängen im Vakuumultraviolett (VUV) erzeugt werden. Zwei Photonen der 4. Harmonischen (FHG) eines verstärkten Femtosekunden-Ti:Saphir-Laserimpulses (bei 800 nm) werden nahezu resonant durch die Ar-Atome in der Zelle (0,8 bar) absorbiert. Die kollineare Einstrahlung der 3. Harmonischen (THG) führt dann in einem Vierwellen-Differenzfrequenz-Misch-Prozess zur Erzeugung von ultrakurzen VUV-Impulsen bei 160 nm. Verwendet man anstelle der THG

Ti:Saphir Oszillator + Verstärker

800 nm

ZVUV=2Zp-Zi 267 nm Zi 160 nm ZVUV

Ar-Zelle

SHG THG FHG

200 nm Zp

Abb. 3.5 Erzeugung der 5. Harmonischen der Grundwelle (800 nm) eines Ti:Saphir-Lasers durch Vierwellen-Differenzfrequenz-Mischung in Argongas: 2 Photonen der 4. Harmonischen (FHG) werden mit 1 Photon der 3. Harmonischen überlagert und liefern 1 Photon bei der VUV-Wellenlänge von 160 nm.

3

Lasereigenschaften

53

eine durchstimmbare Laserquelle (z. B. einen optisch parametrischen Verstärker), dann lässt sich auch die Wellenlänge der erzeugten VUV-Strahlung variieren. Weitere nichtlineare Effekte 3. Ordnung, die sich zur Frequenztransformation eignen, sind die stimulierte Ramanstreuung und die stimulierte Brillouin-Streuung. Beim Einstrahlen einer intensiven Pumpwelle (P) in ein Raman-Medium, das meist flüssig oder gasförmig ist, entstehen die Harmonischen (n) der Stokes (S)- und Anti-Stokes (AS)-Welle mit den Frequenzen ωS,AS = ωP ∓ nωM, wobei ωM eine Molekülschwingung darstellt. Die Bildung der Harmonischen sowie der nichtlineare Anstieg der Raman-Intensität mit der Pumpleistung sind Ausdruck des induzierten Charakters der Emission. Wenn sich ein kurzer Laserimpuls hoher Intensität in einem Medium ausbreitet, ändert sich bei den großen Feldstärken dessen Brechungsindex. Dadurch variiert die Laufzeit der verschiedenen Impulsbereiche in Abhängigkeit von der Intensitätsverteilung im Impuls. Das führt zu einer Modulation der Phase und damit zu einer Variation der Frequenz („chirp“) innerhalb der Impulsdauer. Diese Selbstphasenmodulation kann so groß sein, dass ein breites Spektrum über den ganzen sichtbaren Spektralbereich und somit „weißes Licht“ erzeugt wird. In Wasser, in Glas und Glasfasern reichen bei kurzen Impulsen (z. B. 100 fs) relativ geringe Energien von einigen μJ aus, um in 1mm Materialdicke ein Weißlicht-Kontinuum zu erhalten. Mit einem geeigneten Spektrographen kann man aus dem Weißlicht den für die jeweilige Anwendung interessierenden Wellenlängenbereich herausfiltern. Man erhält damit eine Quelle ultrakurzer Lichtimpulse über den ganzen im Weißlicht enthaltenen Spektralbereich, was für zeitaufgelöste spektroskopische Studien von großem Nutzen ist. Ist man an kohärenter Strahlung im ultravioletten (VUV) und Röntgenbereich (XUV) interessiert, bietet sich die Erzeugung höherer Harmonischer in Edelgasen an. Bei Wechselwirkung intensiver Laserstrahlung im Bereich von 1013 W/cm2

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mit Edelgasatomen hat man schon Ende der 1980er Jahre die Bildung von kohärenter Strahlung bei Vielfachen der Laserfrequenz beobachtet. Die Atome werden dabei durch das intensive Laserfeld ionisiert, und die freigesetzten Elektronen oszillieren in dem elektrischen Wechselfeld des Lasers zum ionisierten Atomrumpf hin und zurück (extrem anharmonische Schwingung). Wegen der Inversionssymmetrie der Gase werden allerdings nur Harmonische ungerader Ordnung erzeugt. In Abb. 3.6 ist ein Ausschnitt der erhaltenen Wellenlängen von 27…11 nm gezeigt. Im Bereich zwischen der 39. und 61. Harmonischen erzeugt man Impulse mit nahezu konstanter Photonenzahl – ein Plateau (siehe Abb. 3.6). Am Plateau konnten Wirkungsgrade für die Energieumwandlung bis 10-5 erreicht werden. Die kurzwellige Grenze der Harmonischen hängt vom Ionisationspotenzial der Edelgasatome und der eingestrahlten Laserintensität H39 H49 Photonenzahl

H61 H75

H93 H87

10

12

14

16

18

20

22

24

26

28

Wellenlänge (nm) Abb. 3.6 Spektrum hoher Harmonischer (H39…H93): erzeugt in Neon bei einer Laserwellenlänge von 1 053 nm, einer Intensität von 1014 W/cm2, einer Impulslänge von 800 fs und 60 mm Strahlradius.

3

Lasereigenschaften

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ab. Die kürzesten gemessenen Wellenlängen liegen derzeit im XUV-Bereich bei einigen nm. Für die Anwendung benötigt man allerdings Spektrographen hoher Auflösung, wenn man entsprechende Experimente mit einer einzelnen ausgewählten Harmonischen durchführen will. Auf der anderen Seite erstreckt sich die Vielzahl benachbarter Linien über einen extrem breiten Wellenlängenbereich und ermöglicht damit bei geeigneten Bedingungen die Erzeugung außerordentlich kurzer Laserimpulse im Attosekunden (as)-Bereich.

3.4

Erzeugung kurzer Laserimpulse

Die ersten Festkörperlaser, die mit den Lichtimpulsen von Blitzlampen „gepumpt“ wurden, wiesen eine sehr unregelmäßige zeitliche Struktur auf. In Abhängigkeit von den Parametern des Pumpimpulses und des Lasersystems traten Relaxationsschwingungen oder Spikes auf. Die Impulse erstreckten sich über einen längeren Zeitraum – begrenzt auf Zeiten, für die die Verstärkung durch induzierte Emission die Verluste überstieg. Um diese Unregelmäßigkeiten zu vermeiden und die Laserenergie auf ein kurzes definiertes Zeitintervall zu konzentrieren, kam man sehr bald auf die Idee, durch einen geeigneten Schalter im Resonator den Laserbetrieb erst dann zu starten, wenn die Besetzungsinversion ihr Maximum erreicht hat. Da bei diesem Verfahren die Resonatorgüte geschaltet wird, spricht man auch von einem „gütegeschalteten“ Laser. Bei Benutzung eines aktiven elektrooptischen Schalters (z. B. einer Pockelszelle) ist nicht nur die Anstiegsflanke, sondern auch die Impulsdauer steuerbar. Bei passiver Schaltung erfolgt die Steuerung durch die Laserstrahlung selbst, indem ein sättigbarer Absorber im Resonator erst oberhalb einer bestimmten Intensität durchlässig wird. In beiden Fällen gelingt die Erzeugung von Riesenimpulsen mit Impulsdauern im ns-Bereich.

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Bei den Arbeiten zur aktiven und passiven Gütemodulation beobachtete man, dass sich nicht nur die Amplituden-, sondern auch die Phasenrelationen im Laserimpuls beeinflussen lassen. Dabei ergab sich, dass man die Phasen zwischen den vielen Axialmoden, die in einem breitbandigen Lasermedium anschwingen, ebenfalls auf aktive oder passive Weise synchronisieren kann. Man spricht dann von Phasen- oder Modensynchronisation („phase locking“ oder „mode locking“). Wenn man die Laserintensität zum Beispiel durch Variation der Resonatorverluste mit der Differenzfrequenz der Axialmoden c/2L „aktiv“ moduliert, erzeugt man Seitenbänder mit eben diesem Frequenzabstand, die die Kopplung und Synchronisation der verschiedenen Axialmoden bewirken. Die Überlagerung von vielen phasengekoppelten Schwingungen führt – in voller Analogie zur Vielfachinterferenz bei Überlagerung vieler kohärenter Teilwellen – zu einer Folge von kurzen Laserimpulsen im Abstand 2L/c. Die Impulslänge τL ergibt sich aus der Zahl n der überlagerten Moden mit festem Modenabstand c/2L und damit aus der Breite Δω des Spektrums der synchronisierten Moden: τL = 2L/nc ≈ 1/Δω.

(5)

Die gleiche Relation gilt, wenn man zur passiven Modensynchronisation einen sättigbaren Absorber in den Laserresonator einbringt. In diesem Fall entwickeln sich die ultrakurzen Lichtimpulse im Anlaufprozess des Lasers aus zufälligen Intensitätsspitzen. Nur diese können den Absorber passieren und werden weiter verstärkt, während die kleineren Intensitätswerte längerer Impulse unterdrückt werden. Dieser Prozess wiederholt sich bei jedem Umlauf im Resonator, so dass auch hier ein Impulszug mit Impulsen im zeitlichen Abstand von 2L/c entsteht. Die ersten Ergebnisse zur Modensynchronisation, die bereits in den 1960iger Jahren erhalten wurden, ergaben Impulslängen im ns-Bereich. Die Einbeziehung der breitbandigen Festkörperund Farbstofflaser führte dann zur erstmaligen Erzeugung von

3

Lasereigenschaften

57

ps-Lichtimpulsen. Aber auch hier blieb die Entwicklung nicht stehen. Die Erfolge in einer anderen, zunächst völlig unabhängigen Forschungsrichtung – möglichst breit durchstimmbare Festkörperlaser zu entwickeln – lieferten die ideale Voraussetzung für eine weitere Impulsverkürzung. Der auf Grund seiner vibronischen Struktur extrem breit durchstimmbare Ti:Saphir-Laser (Δλ = 300…400 nm) ist heute der meist benutzte Lasertyp in der Ultrakurzzeitphysik. Eine Abschätzung gemäß Gl. (5) ergibt für diesen Laser eine Impulslänge von etwa 5 fs, und tatsächlich wurden in den letzten Jahren bereits Experimente mit Laserimpulsen einer Breite von wenigen fs ausgeführt. Vergleicht man diese Impulslängen mit der Dauer einer Schwingung im Lichtimpuls, die bei der Wellenlänge von 800 nm bei 2,7 fs liegt, wird deutlich, dass man nicht mehr weit von der Länge einer halben Schwingung, dem „half cycle“-Impuls entfernt ist. Solch ein Impuls repräsentiert eine nahezu konstante Feldstärke im optischen Bereich der hochfrequenten elektromagnetischen Schwingungen und erlaubt damit völlig neue Experimente mit bisher nicht vorstellbaren Parametern. Der Ti:Saphir-Laser hat ferner die für den Experimentator sehr angenehme Eigenschaft, dass sich die passive Modensynchronisation durch Ausnutzung des so genannten Kerr-Linsen-Effektes im Laserkristall sehr einfach realisieren lässt. Geht die Synchronisation als Folge einer äußeren Störung doch einmal verloren, hilft meist ein gezielter Stoß des erfahrenen Technikers auf den Laseraufbau. Die Folgefrequenz des Lasers (c/2L) beträgt bei den üblichen Resonatorlängen von 180 cm etwa 82 MHz. Bei einer Nachverstärkung der fs-Impulse in einem Ti:Saphir-Verstärker wird die Wiederholrate in kommerziellen Geräten auf Werte im kHz-Bereich reduziert. Man erreicht dann solch hohe Intensitätswerte, dass die Methoden der nichtlinearen Frequenztransformation (vgl. Kap. 3.3) äußerst effizient angewendet werden können. So führt die Erzeugung höherer Harmonischer in Edelgasen (siehe Kap. 3.3.3) zu einer zusätzlichen Verbreiterung des verfügbaren Spektralbereichs in den VUV/XUV-Bereich hinein

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und damit zu der Möglichkeit einer weiteren Verkürzung der Impulse. Strahlt man sehr kurze Laserimpulse (von etwa 5 fs) in das Gas ein, kann man so Einzelimpulse im as-Bereich erzeugen. Auf diese Weise hat man im Labor bereits Laserimpulse bis hinab zu 100 as erhalten. Die Vermessung solch kurzer Impulse, die selbst wieder nichtlineare Effekte nutzt, ist allerdings mit einem erheblichen experimentellen Aufwand verbunden.

3.5

Hohe Energien, große Leistungen

Für ein Lasersystem mit hohen Ausgangsenergien benötigt man kompakte Lasermaterialien von großem Volumen, die hohe Pumpenergien möglichst effizient in Laserenergie umzuwandeln gestatten. Der so genannte Sättigungsparameter der Laseratome sollte ausreichend hoch sein, um möglichst viel Pumpenergie in das Lasersystem einspeisen zu können. Bei den begrenzten Wirkungsgraden entstehen große Wärmeverluste, so dass hohe Wärmeleitfähigkeit und gute Kühlung des Materials gefragt sind. Diesen Forderungen kommen in der Regel Festkörperlaser und -verstärker im Impulsbetrieb am weitesten entgegen. Um im Einzelimpuls hohe Energien zu erzielen, sind ein- und mehrstufige Verstärkereinheiten erforderlich, die an den Lasergenerator angekoppelt werden. Geht man davon aus, dass das Verstärkermaterial wegen der thermischen Belastbarkeit nur eine begrenzte mittlere Leistung N zulässt, muss man – wegen der Beziehung N = f E – die Wiederholfrequenz f in dem Maße reduzieren, wie die Impulsenergie E gesteigert werden soll. Beim modensynchronisierten Ti:Saphir-Laser, bei dem die Wiederholfrequenz im Generator im Bereich von 100 MHz liegt, wird die Folgefrequenz im Verstärker meist auf Werte von 1–100 kHz verringert. Dazu benutzt man einen geeigneten elektrooptischen Schalter (z. B. eine Pockelszelle), der dafür sorgt, dass bei der

3

Lasereigenschaften

59

Verstärkung nur alle 10−5−10−3 s ein ultrakurzer Impuls durchgelassen und verstärkt wird. Auf der Suche nach geeigneten Lasermaterialien sind in den 50 Jahren nach Inbetriebnahme des ersten Rubinlasers unzählige neue und unterschiedliche Kristalle und Gläser gezüchtet und erprobt worden. Nur wenige davon genügen den genannten extremen Anforderungen. Erstaunlicherweise gehören dazu auch der Nd:YAG- und der Nd:Glas-Laser bei der Wellenlänge von 1 060 nm, die schon in den ersten Jahren nach der Lasereinführung benutzt wurden (vgl. Tab. 2.1). Da die Abmessungen der YAG-Kristalle trotz der laufend verbesserten Züchtungsbedingungen begrenzt sind, verwendet man für die Verstärker der Hochenergie-Anlagen meist Neodym-Phosphatglas, dessen Herstellung in hoher Reinheit und in größeren Dimensionen technisch besser zu beherrschen ist. Ausgehend von dem Laseroszillator – einem Nd:YAG- oder Ti:Saphir-Laser – wird die Energie in mehreren nachfolgenden Verstärkerstufen zu immer höheren Werten verstärkt. Wegen der zunehmenden Strahlenbelastung und der Gefahr von Phasendeformation und Selbstfokussierung sind dabei immer größere Durchmesser von Laserstrahl und Lasermedium erforderlich. In Spitzenlabors erreicht man heute mit Nd-Phosphatglas-Verstärkern Energien bis zu einigen kJ bei Impulslängen von 0,5–1 ps. In den Hochenergie-Anlagen arbeitet man darüber hinaus mit parallelen Verstärkerketten, deren Strahlen über Umlenkspiegel auf das gemeinsame Target gerichtet werden. Der derzeitige Spitzenwert der Laserenergie von etwa 0,9 MJ wird in der Kernfusions-Anlage des Lawrence Livermore Labors in Kalifornien durch Überlagerung von 192 Strahlen erreicht. Mehr als 3 000 Nd-dotierte Phosphatglasscheiben von etwa 90 cm Länge und 45 cm Durchmesser – von Blitzlampen gepumpt – liefern die dazu erforderliche Verstärkung. Wegen des geringen Wirkungsgrades wird dabei allerdings so viel Wärme erzeugt, dass die Anlage derzeit nicht mehr als 4–6 Impulse pro Tag zulässt. Bei einer Impulsdauer von 3 ns folgt für obige Energie eine Impuls-

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leistung von 0,3 PW. Solche Großanlagen mit der räumlichen Ausdehnung mehrerer Fußballfelder und Kosten von einigen Milliarden US-Dollar sind jedoch für die allgemeine Nutzung nicht zugänglich. Daher sind kleinere, so genannte „table top“Systeme – die auf einem größeren Labortisch Platz finden – mit vergleichbaren Spitzenleistungen sehr gefragt. Hier weisen die Ultrakurzpuls-Systeme wie der Ti:Saphir-Laser mit Impulsdauern von 30–100 fs den Weg. Die Verstärkung solch kurzer Impulse bedarf allerdings eines besonders trickreichen Verfahrens, um die im Verstärkermaterial auftretenden Spitzenleistungen zu begrenzen. Man wendet die so genannte CPA-Methode („chirped pulse amplification“) an, bei der die fs-Eingangsimpulse zunächst zeitlich gedehnt, danach verstärkt und anschließend wieder komprimiert werden (Abb. 3.7). Durch eine Gitterkombination werden die kurzwelligen Anteile im Spektrum des fs-Laserimpulses gegenüber den langwelligen verzögert und der Impuls dadurch gestreckt („stretched“). Im Kompressor wird mit einer weiteren Gitterkombination der Effekt umgekehrt und die Spektralanteile werden wieder auf ihren ursprünglichen

Ti:Sa Oszillator

Ti:Sa Stretcher

Verstärker Kompressor

Abb. 3.7 Prinzip der CPA-Methode („chirped pulse amplification“). Die ultrakurzen Impulse des Ti:Saphir-Oszillators werden im „Stretcher“ zeitlich gedehnt, dann verstärkt und anschließend wieder komprimiert.

3

Lasereigenschaften

61

Zeitverlauf komprimiert. Auf diese Weise durchlaufen den Verstärker relativ lange Impulse und Zerstörungen durch die hohen Spitzenleistungen im Verstärkermaterial werden vermieden. Die derzeit erreichten maximalen Energiewerte für das Ti:SaphirLaser- und Verstärker-System liegen (bei Folgefrequenzen bis zu 10 Hz) im Bereich einiger J. Bei einer Impulslänge von 30 fs ergeben sich daraus Strahlungsleistungen im Bereich von 1014 W (100 TW). Ganz neue Vorhaben, z. B. im Rahmen des europäischen ELIProjekts (Extreme Light Infrastructure), streben noch drastisch höhere Impulsleistungen an. Dabei wird die CPA-Methode mit der in Kap. 3.3.2 diskutierten optischen parametrischen Verstärkung (OPA) in nichtlinear optischen Kristallen kombiniert (OPCPA). Mehrere hintereinander angeordnete OPA-Kristalle stehen für das Verstärkermedium in Abb. 3.7. Sie werden gemäß dem CPA-Prinzip mit relativ langen Laserimpulsen bestrahlt, wobei die Kristallerwärmung im Vergleich zu den mit Blitzlampen gepumpten Verstärkermaterialien äußerst gering ist. Ferner gewährleisten die OPA-Verstärker das breite Spektrum, das bei der CPA-Methode für den Erhalt der ultrakurzen Impulse nach der Kompression erforderlich ist. Die in den nächsten 10 Jahren angestrebten Leistungswerte liegen (bei Impulslängen unter 15 fs) im Bereich von 150 PW bis zu 1 EW (1018 W). Die gute Fokussierbarkeit der Strahlung auf Durchmesser um 10 μm führt dann auf Intensitätswerte von mehr als 1024 W/cm2, die ganz neue Möglichkeiten für grundlegende physikalische Experimente eröffnen.

13

I

4 Anwendungen des Lasers

4.1

Der gebündelte Laserstrahl

4.1.1

Fluchtung

Der Einsatz des gebündelten Laserstrahls für Justier- und Fluchtungsarbeiten gehörte zu den ersten praktischen Anwendungen des Lasers nach seiner Entdeckung. Wahrscheinlich hat sogar der dabei erzielte Nutzen mit zur Popularisierung und Beschleunigung der weiteren Entwicklung dieser neuartigen Lichtquelle beigetragen. In den 1960er Jahren war es der rote Strahl des HeNe-Lasers, der als Richt- und Leitstrahl im Bauwesen, aber auch im Bergbau und Schiffbau Anwendung fand. Insbesondere bei räumlich ausgedehnten Bauwerken, z. B. beim Kühlturm- und Tunnelbau sowie bei der Errichtung von Fernsehtürmen, erlaubte der kollimierte Laserstrahl eine wesentliche Vereinfachung der Fluchtungsarbeiten im Vergleich zu den konventionellen Messungen mit dem Theodoliten oder Tachymeter. Die höhere Genauigkeit der Laserfluchtung führte unter anderem zu erheblichen Einsparungen bei den sonst üblichen Nacharbeiten. Während der Laserstrahl anfangs lediglich visuell auf einer Zielscheibe geortet wurde, gelangte man bald auch zu einer automatischen Steuerung der Bearbeitungsmaschine (z. B. des Baggers). Dabei wurde der Laserstrahl auf einen QuadrantenPhotoempfänger gerichtet, der – an der Maschine befestigt – deren Position mit hoher Genauigkeit zu kontrollieren gestat-

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tete. Störendes Tageslicht wurde durch ein Interferenzfilter abgeblockt, das nur die schmalbandige Laserstrahlung durchtreten ließ. Für bestimmte Anwendungen, z. B. im Kühlturmbau, war es wichtig, eine horizontale Bearbeitungsebene zu definieren – dazu wurde der senkrecht ausgerichtete Laserstrahl durch ein rotierendes Umlenkprisma in die horizontale Ebene umgelenkt. Heute sind es zumeist Diodenlaser im sichtbaren Bereich, die in handlicher Form mit allen erforderlichen Eigenschaften für Fluchtungs- und Justieraufgaben in den verschiedensten Anwendungsbereichen genutzt werden. Eine besonders anspruchsvolle Anwendung des Lasers bei Vermessungsarbeiten im Tunnelbau sei hier angefügt, die weniger die gute Bündelung des Strahls als die speziellen Eigenschaften eines Laserkreisels, eines Lasergyroskops, nutzt. Wenn man – wie in Abb. 4.1 dargestellt – den Laserresonator ringförmig ausbildet, erzeugt man in diesem Ringlaser zwei in entgegengesetzter Richtung umlaufende Laserwellen. Jede noch so kleine Drehung des Ringlasers verursacht dann eine Frequenzänderung beider Wellen zueinander, da die Drehung in einem Fall zu einer Verlängerung, im anderen Fall zu einer Verkürzung der Resonatorlänge führt. Diese Differenzfrequenz lässt sich äußerst empfindlich messen. Ein Lasergyroskop besteht nun aus

M S3 D

S1

S2 Abb. 4.1 Ringlaser, gebildet aus drei Resonatorspiegeln S1…S3 mit Lasermedium M. Die beiden in entgegengesetzter Richtung umlaufenden Laserwellen werden am teildurchlässigen Spiegel S1 ausgekoppelt und auf dem Detektor D überlagert.

4

Anwendungen des Lasers

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drei senkrecht zueinander angeordneten Ringlasern und erlaubt damit wie ein Kreiselkompass die Richtungsbestimmung bezüglich aller drei Raumrichtungen. Im Gegensatz zum Kreiselkompass enthält das Lasergyroskop keine bewegten Massen, so dass seine Störanfälligkeit weit geringer ist. Die außerordentlichen Eigenschaften des Lasergyroskops werden derzeit beim Bau des Gotthard-Basistunnels durch die Alpen mit Erfolg genutzt. Hier wird bis zum Jahre 2011 ein 57 km langer Tunnel in mehreren Abschnitten von beiden Enden aus durch das Gebirgsmassiv getrieben. Die beiden Tunnelröhren mit einem Durchmesser von je etwa 10 m liegen bis zu 2 300 m tief unter den Bergkuppen. Da in der Tiefe das satellitengestützte Navigationssystem (GPS) nicht funktioniert, liefert allein die Richtungsbestimmung durch einen speziellen Kreiselkompass und ein Lasergyroskop die notwendige Genauigkeit für den Vortrieb der Bohrungen. Ein erstes Teilstück des Tunnels von rund 15 km Länge konnte auf diese Weise bereits fertiggestellt werden. Die Bohrungen aus beiden Richtungen trafen sich in der Waagerechten und der Senkrechten mit einer Abweichung von nur wenigen Zentimetern.

4.1.2

Abstandsmessung und LIDAR

Wegen seiner guten Bündelung lässt sich der Laserstrahl über große Entfernungen übertragen und so zur Abstandsmessung weit entfernter Objekte einsetzen. Bei der Entfernungsmessung verwendet man kurze Laserimpulse und misst deren Laufzeit von der Quelle zum Objekt und zurück zum Empfänger. Für Abstände von einigen km ergeben sich Laufzeiten von rund 10 μs. Benutzt man für die Messung zum Beispiel ns-Impulse von Festkörperlasern (vgl. Kap. 2.4.1), kann man diese Distanzen mit einer relativen Genauigkeit von 10−4 vermessen. Dafür ist allerdings ein Reflektor auf dem Objekt erforderlich, der für einen definierten Abstand sorgt. Ferner dürfen die atmosphärischen

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Turbulenzen nicht zu groß sein, damit der reflektierte Strahl den Empfänger auch trifft. Immerhin ist es im Rahmen des ApolloProjekts gelungen, den Abstand von der Erde zum Mond genau zu vermessen. Dabei wurden die Impulse eines Rubinlasers von einem Retroreflektor auf dem Mond reflektiert, den die Astronauten während der Apollo-Mission dort installiert hatten. Größere Bedeutung erlangte allerdings das so genannte LIDAR-Verfahren („light detection and ranging“), bei dem das von dem entfernten Objekt zurückgestreute Laserlicht zur Messung der Laufzeit verwendet wird. Wie in Abb. 4.2 skizziert, wird der Laserimpuls zum Beispiel an den Rauchfahnen von zwei Industrieschloten gestreut und das reflektierte Licht über ein Teleskop

Empfänger

Rückstreuung

Laser

Zeit aAbstand Abb. 4.2 Prinzip des LIDAR-Verfahrens: Ein kurzer Laserimpuls wird an den Abgaswolken gestreut und über ein Teleskop im Empfänger nachgewiesen. Aus der Laufzeit der Laserimpulse kann die Entfernung der Rauchfahnen, aus der spektroskopischen Analyse der Streustrahlung die Schadstoffkonzentration bestimmt werden.

4


67

mit einem Empfänger registriert. Gemessen wird die StreulichtIntensität als Funktion der Laufzeit des Laserimpulses. Auch hier benutzt man ein Interferenzfilter vor dem Detektor, um nur das gestreute Laserlicht nachzuweisen. Auf dem Signaluntergrund, der durch Streuung an Staubpartikeln und anderen Luftverunreinigungen verursacht ist, findet man zwei Intensitätsmaxima, die die hohe Konzentration von Streuzentren in den Rauchwolken anzeigen (vgl. Abb. 4.2). Aus der zugehörigen Laufzeit lässt sich der Abstand dieser Wolken, aus der relativen Größe der Maxima der Gehalt an Schadstoffen bestimmen. Darüber hinaus kann man das LIDAR-Verfahren zur Umweltanalyse einsetzen, indem man mittels spektroskopischer Analyse der gestreuten Strahlung die in der Atmosphäre bzw. in der Rauchwolke enthaltenen Spurengase selektiv nachweist. Dazu wird die Wellenlänge des für das LIDAR-System verwendeten Lasers auf die spektralen Resonanzen der betreffenden Moleküle (im UV/VIS- oder IR-Bereich) abgestimmt, so dass – genau wie bei der linearen Absorptionsspektroskopie (vgl. Kap. 4.7.1) – typische Absorptionssignale für die einzelnen Komponenten erhalten werden. Die Empfindlichkeit der Methode kann noch dadurch erhöht werden, dass man neben der resonanten Laserwellenlänge eine zweite Wellenlänge einstrahlt, die außerhalb der Resonanz nur das Untergrundsignal liefert. Durch Vergleich der Signale von beiden Wellenlängen lassen sich dann die Schwankungen des Untergrundsignals, bedingt zum Beispiel durch Fluktuationen in der Atmosphäre, weitestgehend eliminieren. Mit durchstimmbaren Farbstofflasern (vgl. Kap. 2.4.3), die gleichzeitig oder nacheinander auf zwei Wellenlängen betrieben wurden, konnte dieses differenzielle Verfahren erfolgreich demonstriert werden. Bei entsprechend langen Messwegen in der Atmosphäre (von z. B. 5 km) gelang es, Spurengase (wie SO2 oder O3) mit einer Empfindlichkeit im ppb-Bereich, d. h. bis hinab zu relativen Konzentrationen von 10−9, nachzuweisen.

68


Auf analoge Weise lassen sich die Abgasemissionen von Kraftwerken und Industrieanlagen ermitteln und überwachen. Ein besonders attraktives Anwendungsbeispiel der differenziellen LIDAR-Methode ist die Kontrolle der Dichtigkeit von Erdgasleitungen aus dem fliegenden Hubschrauber heraus. Als Indikator für mögliche Undichtigkeiten dient das Gas Methan, ein Hauptbestandteil im Erdgas. Das auf dem Hubschreiber installierte Lasersystem wird mittels GPS automatisch auf die zu prüfende Gasleitung gerichtet und nachgeführt. Es sendet zwei infrarote Laserimpulse aus – den ersten in Resonanz mit einer starken Absorptionslinie von Methan, den zweiten außerhalb der Resonanz in einem nicht absorbierenden Spektralbereich. Die am Erdboden gestreuten Impulse werden – wie oben beschrieben – am Detektor ausgewertet und liefern die Methankonzentration in der Umgebung der Rohrleitung. Mit der Methode können Austrittsmengen bis hinab zu 50 l/h nachgewiesen werden. Neben der ökonomischen Bedeutung hat die Anwendung dieses Nachweissystems auch einen ökologischen Nutzen, ist doch Methan eines der schädlichsten Umweltgase im Hinblick auf die Klimaerwärmung.

4.2

Laser in Gebrauchsgütern

Der Durchbruch bei der Anwendung der Laserquellen in großer Breite erfolgte, als es gelang, leicht handhabbare und preiswerte Systeme für Geräte des täglichen Bedarfs zu entwickeln. Vor allem das berührungslose Abtasten von Datenträgern, wie es bei den CD-Geräten und den verschiedenen Varianten der Scanner und Drucker genutzt wird, führte in den 1980er Jahren zu dem rasanten Anstieg beim Einsatz von Laserquellen. Die entscheidende Voraussetzung dafür war die Entwicklung kleiner kompakter Halbleiterlaser (vgl. Kap. 2.4.4) mit langer Lebensdauer und geringen Fertigungskosten. Vorrangig werden derzeit Di-

4


69

odenlaser im roten Spektralbereich (AlGaAs bei 780 nm und AlGaInP bei 650 nm) für das Abtasten verwendet (vgl. Tab. 2.1). Der Preis für eine einzelne Diode liegt dabei heute wegen der enorm hohen Stückzahlen im Bereich weniger Euro. Darüber hinaus kommen jedoch zunehmend auch im blauen Bereich strahlende Diodenlaser (GaN bei 405 nm) zum Einsatz, deren Strahlung sich besser fokussieren lässt und damit eine höhere räumliche Auflösung erlaubt. Für das in Zukunft angestrebte Laserfernsehen werden drei verschiedene, in den Grundfarben rot, grün und blau emittierende Laserdioden parallel betrieben. Die kompakten und preiswerten Diodenlaser sind heute wesentlicher Bestandteil in vielen optischen Geräten des täglichen Bedarfs. Einige typische Beispiele werden im Folgenden beschrieben. Dabei sei auch auf eine Schattenseite der leichten Verfügbarkeit dieser Lichtquellen hingewiesen. Die Laserpointer, ohne die heute kein Vortrag mit Bildmaterial mehr läuft, werden nicht nur in der unbedenklichen Leistungsklasse bis 1 mW, sondern hier und da auch mit höheren Ausgangsleistungen verkauft. Das hat insbesondere Jugendliche zu missbräuchlichen „Spielereien“ mit dem Laserpointer verführt, bis hin zu strafrechtlich verfolgten Gefährdungen im Auto- und Flugverkehr.

4.2.1

CD- und DVD-Speicher

Auf einer CD (Compact Disc) oder DVD (Digital Versatile Disc) sind Informationen zu Wort, Ton und Bild mit extrem hoher Speicherdichte aufgeprägt. Dafür ist die gute Fokussierbarkeit der Laserstrahlung sowohl beim Beschreiben als auch beim Abtasten der Datenträger wesentliche Voraussetzung. Bereits in den 1970er Jahren wurden erste optische Videoplattenspieler erprobt, bei denen ein He-Ne-Laser zum Abtasten verwendet wurde. Heute wird in den kommerziellen CD-Geräten – wie in Abb. 4.3 dargestellt – ein Diodenlaser zum Auslesen der auf der CD enthaltenen Information benutzt. Die Sprache oder Mu-

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Detektor reflektiertes Licht

Signalausgang

Diodenlaser

Teilerspiegel

Linse CD

Pits

0,8 Pm Pit

1,6 Pm Abb. 4.3 Auslesen der Information von Compact Disc (CD): Die Strahlen des Diodenlasers werden (über den teildurchlässigen Spiegel) mit der Linse auf die CD fokussiert. Die in den Pits gespeicherte digitale Information gelangt mit dem reflektierten Licht auf den Detektor, wird anschließend decodiert und als Tonsignal empfangen.

sik ist auf der verspiegelten Kunststoffscheibe in digitaler Form durch die Abfolge von aufgeprägten Vertiefungen, den Pits, gespeichert. Die Pits mit diskreten Längen- und Abstandswerten im μm-Bereich liegen auf einer spiralförmigen Spur, die bei dem üblichen Scheibendurchmesser von 12 cm bis 5 km lang ist. Innerhalb und zwischen den Pits wird das Laserlicht nahezu vollständig reflektiert, was der Digitalzahl 0 entspricht. Trifft

4


71

es dagegen auf die Kante eines Pits, wird der reflektierte Strahl durch Interferenz und Streuung weitestgehend ausgelöscht und damit als Digitalzahl 1 wiedergegeben. Folgt also der Laserstrahl der spiralförmigen Spur, tastet er die digitale Folge von Nullen und Einsen ab, die der Detektor im reflektierten Licht als Hell- und Dunkelsignale empfängt. Dessen elektrische Signale werden über einen Digital-Analog-Decoder in das Tonsignal umgewandelt. Die weitgefächerte Stufung der digitalen Signale erlaubt, kleinste Variationen in Tonhöhe und Lautstärke wiederzugeben, wodurch die außerordentliche Klangtreue einer Musik-CD bedingt ist. Das berührungslose optische Abtasten vermeidet die bei den klassischen Schallplatten so störenden Abnutzungseffekte. Die in Abb. 4.3 angegebenen Abmessungen der Pits (kleinste Länge 0,8 μm, Spurabstand 1,6 μm) entsprechen den minimalen Fokuswerten, die man mit einem Diodenlaser bei 780 nm erreicht. Damit ergibt sich für eine CD mit dem Durchmesser von 12 cm eine Speicherkapazität von etwa 0,65 GBytes. Will man auf einer solchen Scheibe eine höhere Speicherdichte erzielen, muss man kürzere Laserwellenlängen und besser fokussierende Linsensysteme verwenden. Auf diese Weise lassen sich kleinere Fokusdurchmesser (vgl. Kap. 3.1) und damit geringere Pitabmessungen erzeugen. So benutzt man bei einer DVD mit einer Speicherkapazität von 4,7 GBytes derzeit vorzugsweise Diodenlaser der Wellenlänge 650 nm. Das Auslesen der Information auf einer DVD erfolgt dabei in gleicher Weise wie bei einer CD (vgl. Abb. 4.3). Die neueste Entwicklung stellen „blue ray“ CD und DVD dar, die durch Verwendung blau strahlender Laserdioden bei 405 nm Speicherkapazitäten von 25 GBytes ermöglichen – das entspricht etwa 12 Stunden Videofilm. Dabei sei darauf hingewiesen, dass sich aus der größeren Speicherdichte noch höhere Anforderungen an die an sich schon erstaunliche Präzision der Strahlführung ergeben. Beim Auslesen einer CD oder DVD sind Laserdioden mit einer relativ geringen Strahlungsleistung von weniger als 1 mW

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ausreichend. Deutlich höhere Leistungen benötigt man dagegen zum Einschreiben („Brennen“) einer CD. Ansonsten wird der Brenner-Laser beim Einschreiben in der gleichen Weise über den Rohling geführt wie beim Auslesen. Seine Intensität wird im Rhythmus der digitalen Codierung zwischen den Werten „groß“ und „klein“ moduliert. Dadurch wird in der lichtempfindlichen Schicht (meist ein Farbstoff) auf dem Rohling die Folge von Pits eingebrannt, die der zu speichernden Information entspricht. Eine solcherweise erzeugte CD-R („recordable“) kann nur einmal beschrieben werden. Verwendet man als Speichermedium feste Stoffe (z. B. Halbleiter-Legierungen), deren Phase durch den Brenn-Laser reversibel verändert werden kann (z. B. von polykristallin zu amorph und umgekehrt), dann lassen sich mehrfach beschreibbare Scheiben, CD-RWs („rewritable“), herstellen. Durch entsprechende Rechnersteuerung kann die Geschwindigkeit beim Einschreiben um ein Mehrfaches (z. B. von 4- bis 20-fach) im Vergleich zum Auslesen erhöht werden, woraus sich die überraschend kurzen Brenndauern für CDs am PC ergeben.

4.2.2

Strichcode-Lesegeräte

Zu den am meisten verbreiteten Lasersystemen gehören Strichcode-Lesegeräte, die zur Identifikation von Gegenständen und Waren, unter anderem auch von Büchern in Bibliotheken oder von Gepäckscheinen auf Flugplätzen, verwendet werden. Vor allem hat jedoch das Einscannen von Verkaufsartikeln jeglicher Art zu der ungeheuren Verbreitung dieser Laseranwendung geführt. Der Strahl eines Diodenlasers wird mittels eines Drehspiegels über den Strichcode einer Ware gescannt (Abb. 4.4), der durch eine binäre Zahlenfolge von hellen und dunklen Balken („bars“) gebildet wird. Dass hier rotes Laserlicht verwendet wird, kann der aufmerksame Kunde an jeder Supermarkt-Kasse am sichtbaren Streulicht beobachten. Die vom Barcode zurück-

4


73

Barcode

Laser

Filter Linse

Drehspiegel Detektor Abb. 4.4 Schema des Barcode-Lesegeräts: Der Laserstrahl wird mittels Drehspiegel über den binären Barcode „gescannt“. Das reflektierte Licht enthält die betreffende Information, die dem Detektorsignal entnommen wird.

gestreute Strahlung gelangt über Filter und Linse auf den Detektor, der eine entsprechende Folge von elektrischen Impulsen unterschiedlichen Abstands liefert, die die Identifikation der jeweiligen Ware erlaubt. Das laserselektive Filter ist in dem hell erleuchteten Umfeld einer Kaufhaus-Kasse besonders wichtig. Unter dieser Bedingung reichen dann relativ intensitätsschwache Laserdioden oder sogar LEDs („light emitting diodes“) zum Auslesen. Mittlerweile wurden auch zweidimensionale Barcodes zur Kennzeichnung bei größerem Datenumfang eingeführt.

4.2.3

Laserdrucker

Wie beim CD-Gerät wird auch beim Laserdrucker eine Laserdiode, zumeist bei der Wellenlänge 780 nm, verwendet. Der

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Toner

Laser

Scanner

Papier

Schreibstrahl Trommel

Abb. 4.5 Prinzip des Laserdruckers: Der rechnergesteuerte Scanner überträgt mit dem Laser-Schreibstrahl die Druckvorlage auf die elektrostatisch aufgeladene Trommeloberfläche. Das latente Bild wird durch geladene Toner-Teilchen „entwickelt“ und auf das Druckerpapier übertragen und „fixiert“.

Laserstrahl wird mit dem rechnergesteuerten Scanner zeilenweise über die Trommeloberfläche geführt (Abb. 4.5), wobei die Intensitätsverteilung dem Textbild der zu druckenden Seite entspricht. Die Trommeloberfläche, auf der sich eine Halbleiterschicht befindet, ist durch Kontakt mit einer Koronaentladung negativ aufgeladen. Dort, wo der fokussierte Laserstrahl die Oberfläche trifft (helle Stellen), erfolgt eine lokale LadungsNeutralisierung, während nicht bestrahlte Bereiche (dunkle Stellen) geladen bleiben. Anschließend gelangt der belichtete Teil der Oberfläche der sich drehenden Trommel in einen Bereich, in dem auf das eingeschriebene latente Bild negativ geladene Tonerteilchen aufgebracht werden. Diese können sich nur an den zuvor entladenen (hellen) Stellen absetzen. Das so erhaltene Tonermuster wird dann auf das zu bedruckende Papier übertragen und anschließend durch Druck und Erhitzung fixiert. Mit einer Auflösung von etwa 30 Bildpunkten pro Millimeter

4


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erreicht man eine Bildqualität wie bei einem Original. Die Geschwindigkeit eines Schwarz-Weiß-Druckers kann in der Druckindustrie auf Werte bis zu 200 Seiten pro Minute gesteigert werden. Beim Farb-Laserdrucker werden nacheinander vier Bilder mit Farbtonern in den vier erforderlichen Farben erzeugt, die übereinander gedruckt werden. Dabei ist die präzise Positionierung des Papiers in den vier Durchläufen eine höchst anspruchsvolle Aufgabe.

4.2.4

Laserfernsehen

Es ist ein lang gehegter Traum der Video-Industrie, ein Fernsehgerät herzustellen, das Bilder durch Projektion mit Laserstrahlen in den drei Grundfarben erzeugt. Man verspricht sich davon besonders helle und vor allem gestochen scharfe Bilder. Das Hauptproblem, hinreichend intensive, kompakte und kostengünstige Laserquellen im roten, grünen und blauen Farbbereich verfügbar zu machen, ist mit der Entwicklung der auf diesen Wellenlängen strahlenden Laserdioden weitestgehend gelöst (vgl. Tab. 2.1). Tatsächlich wurde vor kurzem über erste kommerzielle Geräte einer japanischen Firma berichtet. Es handelt sich dabei um einen Rückprojektor, der ein hoch aufgelöstes Bild (mit etwa 40 Bildpunkten pro mm) mit einer Wiederholfrequenz von 120 Hz liefert. Die verwendete Lasertechnologie erlaubt, doppelt so viele Farben darzustellen wie die meisten derzeit gehandelten HDTV-Geräte. Der Laserfernseher ist sehr kompakt (lediglich 25 cm tief ) und benötigt mit 135 W nur etwa ein Drittel der Leistung üblicher Fernsehgeräte. Der Preis ist zur Zeit noch relativ hoch. Die mit dem Gerät demonstrierten Eigenschaften des Laserfernsehens sind jedoch so überzeugend, dass mit seiner Markteinführung zu annehmbaren Preisen in allernächster Zukunft gerechnet werden kann.

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4.3


Laser in der Kommunikationstechnik

Eine geradezu revolutionäre Entwicklung hat die Anwendung von Laserquellen in der modernen Nachrichtenübertragung in Gang gesetzt. Von Beginn an war zwar klar, dass eine Trägerfrequenz im optischen Bereich eine drastische Erhöhung der Übertragungsbandbreite im Vergleich zur klassischen Signalübertragung mit Radiowellen ermöglichen würde. Wie aber sollte man die riesigen Entfernungen im Datenverkehr mit Lichtstrahlen überwinden? Die ersten Experimente einer Übertragung durch die Atmosphäre zeigten schnell die Grenzen dieser Methode: Schon eine Regenwolke oder eine Nebelwand ließen eine solche Verbindung zusammenbrechen. Auch der Versuch, diese Bedingungen durch die Weiterleitung der Lichtstrahlen in Vakuumröhren zu verbessern, scheiterte an dem nicht vertretbaren Aufwand. Die Verwendung von Lichtleitfasern schien anfangs ähnlich unrealistisch, da die Verluste in den Fasern viel zu hoch waren. Hier setzte jedoch in den Folgejahren eine atemberaubende technologische Entwicklung ein, die zu den verlustarmen Glasfasern und der optischen Übertragungstechnik in den heute weltweit genutzten Datennetzen führte. Bereits im Jahre 1988 wurde das erste Glasfaser-Untersee-Kabel zwischen Europa und der Ostküste der USA verlegt. Heute beruhen sämtliche Datenleitungen im weltumspannenden Nachrichtenverkehr, im Internet und zwischen den Großrechnern auf dieser Technik. Alle derzeit verwendeten Glasfasern aneinander gelegt, würden die Erde 25 000 Mal umspannen.

4.3.1

Lichtleiter

Zwei wesentlichen Anforderungen muss ein Lichtleiter genügen, um möglichst geringe Strahlungsverluste aufzuweisen. Zum

4

77


einen darf das eingekoppelte Licht nicht aus der Faser austreten und zum anderen müssen die Verluste durch Absorption und Streuung in dem Fasermaterial möglichst gering sein. Der ersten Forderung wird man durch eine Faser gerecht, die aus einem Kern und einem Mantel mit unterschiedlichem Brechungsindex besteht. Wenn der Mantel einen kleineren Brechungsindex als der Kern besitzt (nM < nK), wird das Licht an der Grenze beider Schichten total reflektiert und kann so durch Vielfachreflexion bei vernachlässigbar kleinen Verlusten über große Strecken in der Faser geleitet werden (Abb. 4.6). Man unterscheidet zwischen Stufenindexfasern, bei denen der Brechungsindex sich sprunghaft ändert, und Gradientenfasern, die einen kontinuierlichen Übergang vom Kern zum Mantel besitzen. Die Brechungsindex-Unterschiede erzeugt man durch geeignete Dotierung des Quarzglas-Materials. Die zweite Forderung bedeutet, dass man die Verluste der im Kern geführten Laserstrahlung durch Streuung und Absorption minimieren muss. Dazu sind höchste Ansprüche an die Homogenität und Reinheit des Quarz-Materials zu erfüllen. Die intrinsische Absorption von Quarzglas – bedingt

Laserstrahl

D

Kern (nK)

D

Mantel (nM)

Abb. 4.6 Querschnitt durch Lichtleitfaser, die aus Kern (mit Durchmesser D und Brechungsindex nK) und Mantel (nM) gebildet wird. Die Totalreflexion des (unter dem Winkel α) eingekoppelten Laserstrahls an der Grenzfläche Kern-Mantel sorgt für nahezu verlustfreie Transmission der Faser.

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durch darin enthaltene OH−-Ionen – ist wellenlängenabhängig und weist charakteristische Minima bei den infraroten Wellenlängen 1,3 μm und 1,55 μm auf. Man kann heute erreichen, dass Laserlicht der Wellenlänge 1,55 μm auf 1 km Faserlänge nicht mehr als 5 % Verluste erleidet. Der Durchmesser der Glasfasern beträgt ohne mechanische Schutzschichten 120…250 μm. Der Kern selbst hat nur einen Durchmesser von wenigen μm bis zu etwa 50 μm. Bei den größeren Kerndurchmessern D bilden sich im Lichtleiter verschiedene Moden aus, zu denen – ähnlich wie beim Laserresonator (vgl. Kap. 2.2) - unterschiedliche Winkel α (vgl. Abb. 4.6) der Laserstrahlen in Bezug auf die Faserachse gehören (Multimodefaser). Da diese Moden unterschiedlich lange Laufwege in der Faser besitzen, tritt die so genannte Modendispersion auf, die bei größeren Übertragungslängen zu einer Verschmierung der digitalen Signale führt. Will man daher über große Strecken eine fehlerfreie Übertragung gewährleisten, benutzt man besser Monomodefasern. Diese lassen bei kleinem Kerndurchmesser (von wenigen μm) nur eine einzige Mode zu, für die sich der Laserstrahl praktisch in Achsenrichtung ausbreitet. Die Verwendung von Monomodefasern ermöglicht Übertragungsstrecken von mehr als 100 km ohne Nachverstärkung. Die wissenschaftlichen Arbeiten zur Entwicklung derartiger verlustarmer Fasern wurden ganz wesentlich von dem amerikanischen Forscher C. Kao geprägt, der dafür im Jahre 2009 mit dem Nobelpreis für Physik (zur Hälfte) geehrt wurde.

4.3.2

Laser-Nachrichtenübertagung

Ein System für die Nachrichtenübertragung mit Laserlicht ist in Abb. 4.7 schematisch dargestellt. Die vom Sender ausgehenden Signale, z. B. die elektrischen Signale eines Mikrofons beim Telefongespräch, werden in einem Analog-Digital-Wandler in eine

4

Sender


Analog-Digital Laserdiode Wandler

Empfänger Digital-Analog Photodiode Wandler

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Glasfaser

Glasfaser

Abb. 4.7 System der optischen Nachrichtenübertragung: Das Signal des Senders moduliert nach A/D-Wandlung das Licht der Laserdiode. Das binäre optische Signal wird durch die Glasfaser zur Photodiode geleitet, deren Signal nach D/A-Wandlung zum ursprünglichen Signal auf dem Empfänger führt.

binäre Impulsfolge gewandelt, mit der das von der Laserdiode ausgesendete Licht moduliert wird. Das kann entweder direkt durch entsprechende Variation des Diodenstroms oder durch externe Modulation der Laserintensität erfolgen. Die Datenrate für die Übertragung auf einer Laserwellenlänge liegt bei etwa 10 Gbit/s. Die mit dieser Rate durch die Faser geleiteten optischen Signale werden am Ende der Faser mit einer Photodiode in digitale elektrische Signale überführt und nach D/A-Wandlung als Analogsignale empfangen. Um die Übertragungskapazität einer Glasfaserverbindung zu erhöhen, kann man das modulierte Licht von mehreren Laserdioden (10…100), die auf verschiedenen, eng benachbarten Wellenlängen strahlen, parallel zueinander durch die gleiche Faser schicken (Wellenlängen-Multiplexing). Auf diese Weise benutzt man entsprechend viele Kanäle mit unterschiedlicher Trägerfrequenz und kann so die Übertragungsrate um 1–2 Grö-

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ßenordnungen erhöhen. Voraussetzung dafür sind durchstimmbare Diodenlaser mit relativ geringer spektraler Breite (wenige nm), damit sich die verschiedenen Kanäle nicht überlappen und ihre Signale am Empfänger separat empfangen werden können. Die verwendeten Laserdioden bei 1,55 μm (InGaAsP) werden diesen Ansprüchen gerecht. Allerdings ist ihr Preis wegen der besonderen Anforderungen wesentlich höher ist als der für die im CD-Player eingesetzten Laser. Bei Signalverbindungen über große Entfernungen (mehr als 100 km) muss man die nicht völlig vermeidbare Dämpfung und Deformation der digitalen Signale in den Lichtleitfasern auf geeignete Weise kompensieren. Zu diesem Zweck wurden Regenerations- und Verstärkerstufen entwickelt, die – in größeren Abständen zwischengeschaltet – die Signalparameter wieder zu regenerieren gestatten. Besonders bewährt haben sich dabei faseroptische Systeme auf der Basis von Erbium-dotierten Fiberverstärkern (vgl. Kap. 2.4.1). Da die Verstärkung (z. B. um den Faktor 100) in dem besonders günstigen Wellenlängenbereich um 1,55 μm relativ breitbandig möglich ist, lassen sich hier sogar die verschiedenen Kanäle beim Wellenlängen-Multiplexing gemeinsam verstärken. Alle diese, hier nur angedeuteten, technologischen Fortschritte haben zu der ungeheuren Zunahme der Glasfaserverbindungen hierzulande und weltweit geführt. Durch die Zusammenfassung von 10–100 Glasfasern zu einem Kabel und durch das Wellenlängen-Multiplexing-Verfahren konnte die Übertragungskapazität eines Kabels mittlerweile auf Werte im Bereich von Terabit pro Sekunde (Tbit/s) gesteigert werden. Die Bandbreite der optischen Nachrichtenverbindung durch Fasern reicht derzeit bis etwa 15 THz, d. h. ist etwa 104 mal größer als die nutzbare Bandbreite von Radiowellen bis in den UHF-Bereich. Bei dieser Bandbreite und den genannten Übertragungsraten lassen sich mehr als 10 Millionen Telefongespräche gleichzeitig übertragen. Die gigantische Datenflut, die heute in der weltumspannenden Datenkommunikation bewältigt wird, wäre ohne die Entwick-

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81

lung der optischen Nachrichtenübertragung auf der Basis der Lasertechnik absolut undenkbar.

4.3.3

Quantenkommunikation

Bei dieser Anwendung wird von einer Besonderheit quantenphysikalischer Phänomene Gebrauch gemacht, die zuerst mit Laserphotonen im Bereich der Informationsübertragung demonstriert wurde. Es geht dabei um Photonen, die in einem so genannten „verschränkten“ Zustand miteinander korreliert sind. In Kap. 3.3.2 haben wir beschrieben, wie ein verschränktes Photonenpaar durch parametrische Fluoreszenz erzeugt werden kann. Die beiden Photonen, die aus einem Pumpphoton unter der Bedingung von Impuls- und Energieerhaltung gebildet werden, sind nicht unabhängig voneinander. Sie befinden sich vielmehr in einem quantenmechanischen Überlagerungszustand, der durch eine gemeinsame Wahrscheinlichkeitsfunktion (die Wellenfunktion) gekennzeichnet ist. Betrachten wir zum Beispiel die Polarisation, d. h. die Ausrichtung des zugehörigen elektrischen Feldstärkevektors, der beiden Photonen. Jedes der beiden Lichtteilchen kann eine beliebige Polarisation haben, aber wenn die Polarisation des einen Photons bekannt ist, folgt daraus unmittelbar die Polarisation des anderen Photons. Das gilt auch, wenn die beiden Photonen beliebig weit voneinander entfernt sind. Diese „spukhafte Fernwirkung“ (Zitat Einstein) ist instantan und kann im Rahmen der klassischen Physik nicht verstanden werden. Sie verletzt jedoch nicht die Gesetze der speziellen Relativitätstheorie, da dabei keine Information übertragen wird. Mittlerweile konnte auch gezeigt werden, dass die Korrelation der Eigenschaften der beiden Photonen von Anfang an existiert und nicht von einem Messort zum anderen übertragen werden muss. Das Erstaunliche ist nun, dass die Physiker – obwohl sie die Verschränkung der Photonen mit klassischen Argumenten nicht

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erklären können – mit der Quantenkryptographie eine Anwendung für das Phänomen gefunden haben, die bereits zur Entwicklung erster Prototypen entsprechender Geräte geführt hat. Man nutzt dabei die verschränkten Photonen für eine abhörsichere Verbindung bei der optischen Informationsübertragung. Wollen zum Beispiel zwei Personen einen vertraulichen Austausch von Informationen vornehmen, werden sie die auf dem klassischen optischen Kanal übertragenen Daten verschlüsseln. Den Schlüssel zur Codierung bzw. Decodierung der Nachrichten teilen sie sich über eine zusätzliche Glasfaser-Verbindung mittels verschränkter Photonen mit. Letztere Verbindung kann kein Spion „anzapfen“, da jeder der beiden Partner die Manipulation wegen der Korrelation der verschränkten Photonen sofort bemerken würde. Da bereits erste kommerzielle Systeme erprobt werden, kann man damit rechnen, dass die Quantenkryptographie in naher Zukunft größere Anwendung erfährt – und das trotz des Umstandes, dass der dieser Anwendung zugrunde liegende Quanteneffekt sich dem anschaulichen Verständnis entzieht. Aber, so wie wir uns an den merkwürdigen Welle-Teilchen-Dualismus der Photonen gewöhnt haben, wird auch die Existenz verschränkter Photonen bald zu den allgemein akzeptierten Konsequenzen der Quantentheorie gehören. Verschränkte Zustände lassen sich auch für andere Quantenobjekte erzeugen, z. B. für Atome, Ionen und Elektronen. Bei diesen Teilchen können zum Beispiel die Zustände des Eigendrehimpulses (Spins) so manipuliert werden, dass sie sich in einem quantenmechanischen Überlagerungszustand befinden. Solche Systeme stehen im Mittelpunkt der Arbeiten zur Entwicklung von Quantencomputern. Die elementaren Träger der Information sind hier die so genannten Qubits (Quantenbits). Während ein klassisches binäres Bit nur die Zustände „0“ oder „1“ annehmen kann, existieren für ein Qubit auch alle Superpositionen dieser beiden Zustände. Liegen mehrere Qubits vor, müssen die betreffenden Zustände miteinander verschränkt sein. Um das zu erreichen, werden derzeit ganz unterschiedliche, zu-

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meist laseroptische Methoden auf ihre Eignung untersucht. Der Quantencomputer hat den Vorteil, dass mit den Qubits viele Rechenoperationen in einem Schritt parallel laufen können. Auf diese Weise können mit einem solchen Computer Rechenprobleme gelöst werden, an deren Umfang und Komplexität konventionelle Rechner scheitern würden. An der Entwicklung der Grundlagen für einen Quantencomputer wird international mit erheblichem Aufwand gearbeitet. Dabei bilden die Ergebnisse der Arbeiten zum Laserkühlen und Einfangen von Atomen und Ionen sowie zur Erzeugung von Bose-Einstein-Kondensaten (siehe Kap. 4.7.2) eine wichtige Grundlage. Allerdings sind die Anforderungen an einen Quantencomputer derartig hoch, dass seine Einführung noch in weiter Ferne liegt.

4.4

Laser in der Materialbearbeitung

4.4.1

Allgemeines

Schon bald nach der Inbetriebnahme der ersten Laser hatte man erste Versuche unternommen, den gebündelten Laserstrahl auf Werkstoff-Oberflächen zu fokussieren, um durch lokale Aufheizung im Fokus gezielt Material abzutragen. Das Bohren von winzigen Löchern in dünnen Blechen sowie das Markieren unterschiedlicher Gebrauchsgüter mit dem fokussierten Laserstrahl gehörten zu den ersten erfolgreichen Arbeiten. Mit der Entwicklung immer leistungsstärkerer Laser wurde in den Folgejahren der Parameterbereich der Bearbeitungsverfahren laufend erweitert. Beim Zuschneiden von Metallblechen zum Beispiel konnten sowohl die Blechdicke als auch die Schnittgeschwindigkeit immer weiter gesteigert werden. Auch die anderen Methoden der Metallbearbeitung, wie Schweißen, Bohren und Härten, wurden ständig verbessert und in zunehmendem

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Umfang in die industrielle Fertigung überführt. Heute lassen sich selbst die härtesten Stoffe mit Lasern bearbeiten. Die computergesteuerte optische Strahlführung erlaubt, beliebige Formen herzustellen – und das ohne den bei der konventionellen Materialbearbeitung kritischen Werkzeugverschleiß. Für die Materialbearbeitung werden derzeit zumeist CO2Laser und Nd:YAG-Laser im 10 kW-Bereich benutzt. In steigendem Umfang kommen aber auch leistungsstarke Dioden-Laser und Faserlaser (siehe Kap. 2.4.1) zum Einsatz. Die Strahlung der letztgenannten Quellen kann über Lichtleitfasern zum Werkstück geführt werden, was die Flexibilität der Arbeiten wesentlich erhöht. Beim CO2-Laser hingegen wird das infrarote Laserlicht meist über Umlenkspiegel zum Bearbeitungsort geleitet. Die Lasersysteme zur Materialbearbeitung stellen heute den Hauptanteil am weltweiten Lasermarkt. Dabei haben die Kosten für die Laserquellen selbst nur einen Anteil von etwa 10 %, da die komplexen Systeme der Strahlführung und -steuerung, der Abschirmung und Strahlsicherheit den Großteil der Kosten ausmachen. Der Anstieg des weltweiten Marktvolumens für Lasersysteme in der Materialbearbeitung auf derzeit mehr als 7 Milliarden Euro pro Jahr demonstriert sehr augenfällig die enorme Bedeutung dieser modernen Technologie für die industrielle Fertigung. Bei der Makromaterialbearbeitung wird das bestrahlte Material in der Regel stark aufgeheizt, so dass thermische Effekte dominieren. Die gute Fokussierbarkeit der Laserstrahlung spielt dabei häufig nur eine untergeordnete Rolle, da die Ausbreitung der Wärme in dem bestrahlten Medium eine lokal eng begrenzte Bearbeitung verhindert. Ganz im Gegensatz dazu steht bei der Mikromaterialbearbeitung die Erzeugung hoch aufgelöster Strukturen geringer Breite im Mittelpunkt. Es wird möglichst kurzwellige Laserstrahlung benutzt, da die räumliche Auflösung wegen der besseren Fokussierbarkeit bei kleineren Wellenlängen bekanntlich zunimmt. Während thermische Prozesse weitestgehend vermieden werden, dominieren photochemische Reaktio-

4


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nen die Laser-Material-Wechselwirkung. So ist es zum Beispiel gelungen, bei der Photolithographie die Strukturbreite in den belichteten Photolacken durch den Einsatz von Excimerlasern mit immer kürzeren Wellenlängen drastisch zu verringern (siehe unten). Bei der Bearbeitung von organischen Kunststoffen wie auch bei vielen medizinischen Anwendungen von Lasern ist man ebenfalls bemüht, thermische Schädigungen zu vermeiden. Hier setzt man häufig die Methode der Photoablation ein, die auf photochemischen Prozessen in dem bestrahlten Material beruht. Bei höheren Laserintensitäten können darüber hinaus nichtlineare Effekte bei der Absorption zu einer Verringerung der Strukturbreite führen. Das gilt insbesondere für den Einsatz von ultrakurzen Laserimpulsen. Bei deren extrem kurzen Wechselwirkungszeiten kann man thermische Effekte praktisch ausschließen und darüber hinaus die hohen Intensitäten im Impuls für nichtlineare Anregungsprozesse nutzen. Auf diesem Wege können dann sogar Materialien bearbeitet werden, die für den „Normalfall“ linearer Absorption transparent sind.

4.4.2

Makromaterialbearbeitung

Wie schon erwähnt, werden bei der Makrobearbeitung leistungsstarke Laser eingesetzt, deren Strahlungsenergie – vom Material absorbiert – zu einer mehr oder weniger starken Aufheizung des bestrahlten Bereichs führt. Bei Metallen wird das Material mit wachsender Temperatur zunächst geschmolzen, bevor es verdampft und schließlich im Fokusbereich ein Plasma erzeugt. Das Schmelzen ist die Basis für das Laserschweißen, während das Bohren und Schneiden von Metallen durch lokale Verdampfung begleitet wird. Beim Aufheizen von Stählen kann es zu Änderungen im Kristallgefüge kommen, was zur Oberflächenhärtung von Werkstücken genutzt wird. Alle diese Verfahren sind mittlerweile weitestgehend für die Anwendung optimiert und werden in zunehmendem Maße in der indust-

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riellen Fertigung eingesetzt. Die Vor- und Nachteile sind in der entsprechenden Fachliteratur (z. B. H. Hügel und T. Graf (2008) „Laser in der Fertigung“, 2. Aufl., Vieweg+Teubner) eingehend diskutiert. Die Ergebnisse sind derartig vielfältig und breit gefächert, dass wir sie an dieser Stelle nur andeutungsweise erwähnen können. Lediglich einige typische Beispiele sollen hier angeführt werden. In Abb. 4.8 wird demonstriert, mit welcher Präzision sich zylindrische Bohrungen kleinster Durchmesser in Edelstahl ausführen lassen. Solche Bohrungen sind beispielsweise für die Düsen bei der Kraftstoffeinspritzung moderner Motoren oder für Kühlbohrungen in Turbinenschaufeln von Interesse. Beim Laserstrahl-Schneiden wird meist ein koaxial zum Laserstrahl gerichteter Inertgasstrahl (z. B. Stickstoff oder Argon) verwendet, um das geschmolzene und verdampfende Metall aus der Schnittfuge auszutreiben. Abb. 4.9 zeigt das freigesetzte Material unterhalb der Bearbeitungsebene. Der Laserkopf ist in diesem Fall rechnergesteuert und kann den komplizierten Bahnen

Abb. 4.8 Präzision einer Wendelbohrung in Edelstahl, hergestellt mit der fokussierten Strahlung eines Nd:YAG-Lasers im Impulsbetrieb.

4


87

Abb. 4.9 Schneiden von Stahlblech mit einem Laser.

beim Schneiden automatisch folgen. Die Schnittgeschwindigkeit hängt von der Materialdicke und der eingesetzten Laserleistung ab. Bei Stahlblechen kann die Schnittgeschwindigkeit noch dadurch gesteigert werden, dass man dem Arbeitsgas Sauerstoff zusetzt und damit die Oxidationswärme zur zusätzlichen Aufheizung nutzt. Das wird deutlich in Abb. 4.10, die die Schnittgeschwindigkeit beim Schneiden von Stahlblech (Dicke 2 mm) in Abhängigkeit von der Fokuslage des Lasers (Leistung 1,5 kW) zeigt. Mit Sauerstoff als Arbeitsgas werden wesentlich höhere Werte erreicht als mit Argon. Darüber hinaus wird der Einfluss der Laserpolarisation demonstriert: Linear polarisiertes Licht wird stärker absorbiert, wenn die Polarisationsrichtung parallel und nicht senkrecht zur Schnittrichtung verläuft. In der Praxis verwendet man daher häufig zirkular polarisierte Strahlung, da dann die Energieeinkopplung unabhängig von der Polarisationsrichtung der Laserstrahlung ist.

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Laser in Wissenschaft und Technik 10,0 O2 / 5 bar

v in m/min

7,5

5,0

Ar / 5 bar 2,5

0 –2

–1

0 1 Fokuslage in mm

2

Abb. 4.10 Schneidegeschwindigkeit v beim Laserschneiden von Stahlblech als Funktion von Fokuslage und Polarisationsrichtung für O2 bzw. Ar als Arbeitsgas. Die Laserpolarisation ist linear (parallel (||) oder senkrecht (⊥) zur Schnittrichtung) bzw. zirkular (O).

Beim Laserschweißen von dünnen Blechen arbeitet man zumeist unterhalb der Siedetemperatur des Metalls, so dass die zu verbindenden Teile durch die Schmelze zusammengefügt werden. Bei dickeren Materialien wendet man dagegen das Tiefenschmelzen an, bei dem die Temperatur über dem Siedepunkt liegt und der entstehende Metalldampf für die Bildung einer besonders festen und reinen Schweißraupe sorgt. Im Automobilbau, wo das Laserschweißen heute in großer Breite angewendet wird, ist insbesondere die hohe Präzision des Verfahrens von Vorteil. Die Überlappung der Schweißfalze kann dabei so gering gehalten werden, dass eine deutliche Materialeinsparung erreicht wird.

4


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Eine andere wichtige Anwendung der Laserstrahlung im Automobilbau ist das Oberflächenhärten. Das Material an der Oberfläche des betreffenden Werkstücks wird bis dicht unter die Schmelztemperatur erhitzt und dann durch schnelle Abkühlung abgeschreckt. Dabei bildet sich eine härtere Phase mit einer feinkörnigen Kristallstruktur, die für eine wesentliche Erhöhung der Standfestigkeit der belasteten Bauteile sorgt. Diese Methode hat sich beim Härten von Ventilen und Zahnrädern sowie der Zylinderinnenwände von Verbrennungsmotoren sehr bewährt. Die notwendige lokale Erwärmung lässt sich mit einem fokussierten Laserstrahl auf kontrollierte Weise erreichen. Zum Härten größerer Oberflächenbereiche wird der Strahl räumlich „gescannt“, d. h. mäanderförmig über das Werkstück geführt. Dabei muss man Obacht geben, dass die Erwärmung nicht zu tief in das Werkstück hineinreicht, um zu vermeiden, dass dieses sich bei der Behandlung verzieht oder spröde wird. Die Eindringtiefe h der Wärmefront in das bestrahlte Material hängt von der Einwirkungszeit τL der Laserstrahlung ab. Es gilt h ≈ (4kτL)1/2,

(1)

wobei k die Temperaturleitfähigkeit des betreffenden Stoffes ist. Bei kontinuierlich strahlenden Lasern wird die Einwirkungszeit durch die Abtast („scan“)-Geschwindigkeit bestimmt, bei Impulslasern ist sie durch die Impulsdauer gegeben. Bestrahlt man zum Beispiel Stahlproben mit den ns-Impulsen eines Nd: YAG-Lasers, liegt die Eindringtiefe gemäß Gl. (1) bei lediglich 10−4 cm. In diesem Fall ist die schonende Behandlung des Werkstücks beim Oberflächenhärten garantiert. Bei längeren Laserimpulsen und bei kontinuierlich betriebenen Lasern mit begrenzter Verfahrgeschwindigkeit beschreibt Gl. (1) eine Grenze für die Lokalisierbarkeit der Laserbearbeitungszone, die generell bei der Lasermaterialbearbeitung zu beachten ist. Hinzu kommt, dass sich bei Phasenumwandlungen, d. h. beim Schmelzen und

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Verdampfen der festen Stoffe, die physikalischen Eigenschaften ändern. So nimmt beim Schmelzen die Absorption von Laserlicht zu, während die Temperaturleitfähigkeit sinkt. Diese Änderungen müssen bei den verschiedenen Bearbeitungsprozessen berücksichtigt werden. Eine andere Methode der makroskopischen Materialbearbeitung ohne Beeinträchtigung durch möglicherweise schädliche thermische Effekte nutzt den Materialabtrag durch die so genannte Ablation, die vorzugsweise bei organischen Stoffen eingesetzt wird. Bei diesem Verfahren werden durch zumeist im ultravioletten Bereich emittierende Laser chemische Bindungen im bestrahlten Material aufgebrochen. Die dabei entstehenden Reaktionsprodukte werden freigesetzt und so der gewünschte Abtrag erreicht. Wichtige Anwendungen zum Beispiel in der Lasermedizin beruhen auf der Laserablation.

4.4.3

Mikromaterialbearbeitumg

Wenn man eine hohe räumliche Auflösung bei der Laserbearbeitung anstrebt, d. h. möglichst geringe Strukturbreiten im Bearbeitungsfeld erzielen will, bieten sich die beiden in Abb. 4.11 dargestellten Varianten an. Der fokussierte Laserstrahl kann punktförmig oder – durch entsprechende Bewegung von Laser oder Substrat – als zweidimensionale Spur auf das Substrat einwirken. Letztere Methode bezeichnet man auch als „direktes“ Schreiben, da hier der Laserstrahl wie ein Schreibstift über die zu bearbeitende Fläche geführt wird. Das kann allerdings, wenn man größere Flächen bearbeiten will, sehr zeitaufwändig sein. Für die strukturierte Bearbeitung größerer Substratbereiche empfiehlt es sich – wenn die Anforderungen an die Laserintensität nicht zu hoch sind – das Substrat durch eine Maske zu bestrahlen. Die Maske, die wie eine Schablone die gewünschte Struktur trägt, wird vom Laser großflächig und möglichst homogen be-

4


91

Abb. 4.11 Strukturierung eines Werkstücks durch „direktes Schreiben“ (links) bzw. Maskenprojektion (rechts). Beim Schreiben wird der fokussierte Laserstrahl (mit gaußförmiger Intensitätsverteilung) über das bewegte Substrat geführt. Bei der Maskenprojektion ist eine möglichst gleichförmige Ausleuchtung der Maske notwendig.

leuchtet und dann durch eine Linse auf das zu bearbeitende Material abgebildet oder projiziert (vgl. Abb. 4.11). Das Verfahren wird auch als Mikroprojektion bezeichnet. Es erlaubt nämlich, durch geeignete Wahl des Abbildungsverhältnisses eine zusätzliche Verkleinerung des Maskenbildes und der darin enthaltenen Strukturen. In jedem Fall wird das Muster der durchstrahlten Maske auf die Substratoberfläche übertragen, wo entsprechend der vorliegenden Intensitätsverteilung der laserinduzierte Prozess initiiert wird. In Abb. 4.11 ist die erzeugte Struktur lediglich ein einfaches Dreieck. Im Allgemeinen kann die Maske jedoch ein sehr komplexes Muster enthalten, das zum Beispiel durch feine, auf einen transparenten Träger aufgedampfte Metallbahnen gebildet wird. Die für die Mikroprojektion benutzte Maske kann – wenn es um die wiederholte identische Bearbeitung einer größeren

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Stückzahl von Substraten geht – immer wieder auf die gleiche Weise verwendet werden. Es ist gerade diese Eigenschaft, die die Strukturierung mittels Maske für die Mikroelektronik so attraktiv macht: Bei der Laser-Lithographie trägt die Maske das Abbild der Struktur, die man den elektronischen Bauelementen aufprägen will. Durch die Belichtung mit der UV-Strahlung eines Excimerlasers (vgl. Kap. 2.4.2) wird diese Struktur auf den mit einem Photolack („Resist“) beschichteten Silizium-Wafer übertragen. An den belichteten Stellen wird im Photolack eine Radikalenreaktion ausgelöst, die nach den anschließenden Entwicklungs- und Ätzschritten die gewünschte Struktur auf dem Wafer liefert. Die Basisreaktion ist ein photochemischer Prozess, so dass thermische Effekte ausgeschlossen sind. Wichtig ist eine homogene Beleuchtung der Maske durch das Laserlicht, damit nicht irreguläre Intensitätsschwankungen die Qualität der Abbildung beeinträchtigen. Beugungserscheinungen an den Kanten der Maskenstruktur, die durch die räumliche Kohärenz des Laserlichts bedingt sind, können solche Störungen verursachen. Daher wurden Methoden erarbeitet, das Strahlungsfeld des Excimerlasers zu homogenisieren und seine räumliche Kohärenz zu zerstören. In Abb. 4.12 ist dargestellt, wie sich die Strukturgröße der lithographisch erzeugten Chip-Strukturen in den letzten Jahrzehnten stetig verringert und damit die Speicherdichte auf den Chips gemäß dem Moore`schen Gesetz kontinuierlich erhöht hat. Bis in die 1990er Jahre hat man vorrangig die UV-Wellenlängen (bei 436 nm und 365 nm) von Quecksilberdampflampen für die Lithographie verwendet. Durch den Einsatz der kurzwelligen Excimerlaser (248 nm – KrF, 193 nm – ArF, 157 nm – F2) konnten in der Folgezeit die Strukturbreiten bis in den 50 nm-Bereich reduziert werden (vgl. Abb. 4.12). Dabei fällt auf, dass in den letzten Jahren Werte erreicht wurden, die unterhalb der halben Wellenlänge des verwendeten Lasers und damit unter der beugungstheoretischen Grenze liegen (vgl. Kap. 3.1). Das gelang durch raffinierte Ausnutzung nichtlinearer Wechsel-


3,0 μm

EXCIMERLASER

2,0 μm 1,0 μm 0,6 μm 0,35 μm 436 nm

1980

365 nm

0,25 μm

248 nm

193 nm

157 nm

0,18 μm

Hg - LAMPE

1985

1990 1995 JAHR

0,13 μm 0,10 μm 0,07 μm 0,05 μm

2000

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WELLENLÄNGE [nm]

STRUKTURGRÖßE [m]

4

2005

Abb. 4.12 Strukturgröße von lithographisch erzeugten ChipStrukturen (volle Linie, linke Ordinate) in Abhängigkeit von der Jahreszahl und der verwendeten Licht-Wellenlänge (gestrichelte Linie, rechte Ordinate).

wirkungsprozesse mit der Laserstrahlung sowie durch Methoden der Mehrfach-Belichtung. Kürzlich wurde sogar über erreichte Strukturbreiten von 23 nm berichtet. Nichtsdestotrotz ist man mit der Excimerlaser-Lithographie an Grenzen gelangt, die eine weitere Steigerung der Speicherdichte kaum zulassen. Aus diesem Grunde konzentriert sich die Forschung derzeit auf die Entwicklung neuer, laserbasierter Quellen im extremen Ultraviolett (EUV)- oder Röntgen-Ultraviolett-(XUV)-Bereich. Eine Möglichkeit besteht darin, wie beim Röntgenlaser (vgl. Kap. 2.4.5) die Rekombinationsstrahlung hochionisierter Atome im Plasma von Hochleistungslasern zu nutzen. Gegenwärtig wird die Erzeugung von EUV-Strahlung bei 13,5 nm aus mehrfach ionisierten Zinn-Atomen als besonders geeignete Variante intensiv verfolgt, für die bereits eine Effizienz von mehr als 2 % erreicht sein soll. Neben den hohen optischen Anforderungen im EUV-Bereich (z. B. an

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Reflexions- und Abbildungsoptik) stellt die für die Lithographie erforderliche hohe mittlere Leistung von mehr als 100 W ein Hauptproblem dar. Nicht zuletzt aus diesem Grunde wird sich die technische Einführung der EUV-Lithographie sicher noch um einige Jahre verzögern. Ein anderes interessantes Verfahren der Mikrostrukturierung ist die strukturierte Schichtabscheidung, die sich – wie in Abb. 4.12 dargestellt – ebenfalls durch „direktes Schreiben“ oder Mikroprojektion mittels Laserlicht realisieren lässt. Hier verwendet man – in Analogie zu dem klassischen CVD-Verfahren („chemical vapor deposition“) – ein Reaktionsgas in einem Reaktor mit dem zu beschichtenden Substrat. In Abb. 4.13 ist das Ergebnis der Beschichtung eines Silizium-Wafers mit Linien aus Wolfram durch direktes Schreiben dargestellt. Das Si-Substrat befindet sich in einem Reaktor, der mit einer gasförmigen Wolfram-Verbindung (WF6 + H2) gefüllt ist. Der Laserstrahl

Abb. 4.13 Wolfram-Linien, „geschrieben“ mit dem fokussierten Laserstrahl auf eine Silizium-Scheibe in einem Reaktor mit WF6-Gas.

4


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wird durch ein Fenster in den Reaktor eingekoppelt und auf das Substrat fokussiert. Das führt zu einer lokalen Aufheizung des Wafers, was die Spaltung der dort befindlichen Moleküle und die Abscheidung von metallischem Wolfram in dem erhitzten Bereich zur Folge hat. Durch entsprechende laterale Verschiebung des Substrats werden die dargestellten Wolframlinien erzeugt. Die erzielten Strukturbreiten liegen im Bereich weniger μm. Diese Methode wurde zum Beispiel zur Reparatur der bei der Lithographie benutzten Masken mit Erfolg eingesetzt. In dem gerade beschriebenen Beispiel wird das abzuscheidende Material durch lokale Aufheizung des Substrats freigesetzt, weshalb man auch von laserpyrolytischer Schichtabscheidung spricht. In dem gleichen Reaktor lässt sich auch das nichtthermische Verfahren der photolytischen Abscheidung demonstrieren. In diesem Fall wird die eingestrahlte Laserleistung so weit begrenzt, dass keine merkliche Aufheizung des Substrats mehr möglich ist. (Wenn man auf die Strukturierung verzichtet, kann der Laserstrahl auch parallel zur Substratoberfläche geführt werden.) Jetzt erfolgt die chemische Reaktion, bei der Metallatome erzeugt werden, in dem über dem Substrat befindlichen Reaktionsgas. Dazu muss allerdings die Laserwellenlänge so gewählt werden, dass sie von der gasförmigen Verbindung auch absorbiert wird. Für den photochemischen Prozess benutzt man in der Regel ultraviolettes Laserlicht, das zur Fragmentation der Moleküle (z. B. einer W-Carbonyl-Verbindung) und zur photolytischen Abscheidung (z. B. von W) führt. Diese Methode, die wegen der kurzen Wellenlängen eine hohe laterale Auflösung verspricht, ist vor allem dann gefragt, wenn eine thermische Belastung des Substrats bei der Schichtabscheidung vermieden werden muss. Das gilt zum Beispiel für die meisten Kunststoffe und die speziell beschichteten Wafer der Photolithographie. Darüber hinaus hat man auch das resistlose Strukturieren von nicht lackbeschichteten Wafern durch Kombination von Mikroprojektion und photolytischer Abscheidung versucht,

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aber bisher noch keine überzeugenden Resultate erhalten. Das Hauptproblem ist dabei, die Diffusion der freigesetzten Metallatome aus dem Reaktionsbereich heraus zu begrenzen, was auch durch Beigabe eines Puffergases nicht hinreichend gelingt. Ähnliche Schwierigkeiten kennzeichnen auch das strukturierte Ätzen, das ebenfalls mit dem photolytischen Verfahren erprobt wurde. In diesem Fall werden in der photochemischen Reaktion nicht Metallatome abgeschieden, sondern reaktive Atome (z. B. Halogene) aus entsprechenden gasförmigen Verbindungen freigesetzt, die zu einem lokal begrenzten Abtragen – Ätzen – auf dem Substrat führen. Wie schon erwähnt, ist die Mikromaterialbearbeitung mit ultrakurzen Laserimpulsen vom Prinzip her ein nichtthermisches Verfahren, weil hier in der Regel die hohen Intensitäten und Feldstärken zur Modifikation des Materials genutzt werden, während die relativ niedrigen Impulsenergien für eine Aufheizung nicht ausreichen. Aus diesem Grunde werden Femtosekundenlaser (vgl. Kap. 3.4) in zunehmendem Maße für nichtthermische Strukturierungsaufgaben herangezogen. Dabei können die hohen Lichtintensitäten im Fokus zur Mikrostrukturierung nicht nur an der Oberfläche von Werkstücken, sondern auch innerhalb des Volumens eingesetzt werden. Wenn der Fokus in das Innere der bestrahlten Probe positioniert ist, wird nur dort im Bereich der höchsten Intensität das Material verändert, während außerhalb des eng begrenzten Fokusbereichs bei den dort viel geringeren Intensitäten kein Effekt auftritt. Besonders drastisch wird dieser Kontrast, wenn der zur Bearbeitung genutzte Prozess nichtlinear von der Laserintensität abhängt. Dann kann das Medium bei verschwindender „normaler“ linearer Absorption völlig transparent sein, und nur im Fokusvolumen führt die hohe Intensität zur nichtlinearen Absorption von Laserlicht und damit zur gewünschten Materialmodifikation. Auf Grund dieser nichtlinearen Intensitätsabhängigkeit verringert sich auch die effektive Fokusbreite, so dass es zu einer deutlichen Erhöhung der lateralen Auflösung

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Abb. 4.14 Dreidimensionale Miniatur, hergestellt im Innern einer Kunstharzschicht. Die hohe räumliche Auflösung ist durch ZweiPhotonen-Polymerisation bedingt.

kommt. In Abb. 4.14 ist ein Beispiel zur Demonstration des Verfahrens dargestellt. Durch eine geeignete Steuerung der Position des Laserfokus in den drei zueinander senkrechten Achsen gelang es, im Innern einer lichtdurchlässigen Kunstharzschicht dreidimensionale Miniaturen – hier der Venusstatuen auf einem menschlichen Haar – herzustellen. Der nichtlineare Prozess ist dabei eine Zwei-Photonen-Polymerisation in dem Kunstharz bei der Wellenlänge (780 nm) des verwendeten Ti: Saphir-Lasers. Was hier nur eine Spielerei ist, wird u. a. zur Konfektionierung von optischen Koppelelementen in der integrierten Optik mit Erfolg erprobt. Mit Femtosekunden-Lasern im Innern von Quarz-Bauteilen erzeugte Gitterstrukturen mit einem Linienabstand von wenigen μm eignen sich hervorragend als Optokoppler. Die anwendungsorientierten Arbeiten

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zur Mikrostrukturierung mit ultrakurzen Laserimpulsen befinden sich derzeit noch im Anfangsstadium ihrer Entwicklung.

4.5

Laser in der Medizin

4.5.1

Allgemeines

Die medizinischen Anwendungen des Lasers beruhen in erster Linie auf der guten Fokussierbarkeit der intensiven Strahlung und der hohen Flexibilität der optischen Methoden. Häufig spielt auch die Variabilität der Wellenlänge des Lichts eine wichtige Rolle, z. B. wenn durch selektive Absorption die Schädigung gesunden Gewebes vermieden werden soll. Darüber hinaus hängt die Eindringtiefe der Laserstrahlung in das Gewebe ganz wesentlich von der verwendeten Wellenlänge ab. Die Wechselwirkung des Laserlichts mit dem zu behandelnden organischen Gewebe kann vorrangig thermischer Natur sein (wie zumeist bei der Chirurgie) oder mehr durch photochemische Prozesse (z. B. bei der Ablation) bestimmt sein. Dementsprechend müssen die Laserparameter so gewählt werden, dass entweder die zur Behandlung erforderliche Aufheizung des Gewebes erfolgt oder die für die photochemische Reaktion geeignete Wellenlänge zum Einsatz kommt. Häufig lassen sich die unterschiedlichen Prozesse allerdings gar nicht eindeutig voneinander abgrenzen. Zum Bereich der medizinischen Anwendungen des Lasers gehört neben der Therapie auch die Diagnostik, für die zahlreiche Methoden der Laserspektroskopie (siehe auch Kap. 4.7) erprobt wurden. Dabei hat sich unter anderem die Fluoreszenzspektroskopie als besonders geeignet erwiesen. Deren Kopplung mit modernen Verfahren der Mikroskopie hat zu wesentlichen Fortschritten bei der Entwicklung neuer medizinischer Gerätesysteme geführt.

4


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Für die Laseranwendungen in der medizinischen Therapie sind heute die unterschiedlichsten Lasertypen im Einsatz. Angefangen hatte es mit der fokussierten Strahlung des Argonlasers sowie des CO2-Lasers und des Nd:YAG-Lasers, wobei letzterer sowohl kontinuierlich als auch impulsförmig betrieben wurde. In den letzten Jahren kamen Excimer- und N2-Laser, Farbstofflaser, Er:YAG- und Ti:Saphir-Laser (vgl. Tab. 1.1) mit ihren jeweils bevorzugten Eigenschaften hinzu. Für Gewebe-Abtragungen durch Ablation werden zum Beispiel meist UV-Laser im Impulsbetrieb verwendet. Endoskopische Anwendungen im Körperinnern haben zur Voraussetzung, dass das Licht in Lichtleitfasern an den Behandlungsort geführt werden kann. Bei der Zertrümmerung von Nierensteinen in der Lithotripsie zum Beispiel wird diese Methode mit Erfolg angewendet. Während in der Augenheilkunde und der Dermatologie die Laseranwendungen von Beginn an bis heute sehr erfolgreich sind, haben sich bei der Laserchirurgie wohl nicht alle Erwartungen erfüllt. Die viel gerühmten Vorteile des präzisen berührungslosen Schneidens und Trennens verbunden mit dem direkten Verschluss der Blutgefäße durch die lokale Koagulation haben bisher nicht zu einem breiteren Einsatz in der Chirurgie geführt. Neben den hohen Anschaffungskosten für die Laseranlagen sind noch diverse Probleme zu lösen, wie z. B. die Vermeidung bzw. Beseitigung giftiger Abbauprodukte als Folge der thermischen Gewebezersetzung. Bei mikrochirurgischen Eingriffen sollten die genannten Vorteile jedoch besser zum Tragen kommen. In der Dermatologie können heute alle möglichen gutartigen Wucherungen, Verhornungen, Altersflecken und Hautmissbildungen sehr gut mit Laserstrahlung behandelt werden. Selbst Schönheitsoperationen im Gesichtsbereich sind bei geeigneten Laserparametern möglich und werden in zunehmendem Maße nachgefragt. Bei der Behandlung von bösartigen Hauterkrankungen (z. B. dem malignen Melanom) wurden in den letzten Jahren erste Erfolge der photodynamischenTherapie berichtet. Hier wird dem Patienten ein Farbstoff injiziert, der sich bevor-

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zugt am Tumorgewebe anlagert. Durch Bestrahlung mit einer geeigneten Laserwellenlänge wird der Farbstoff photochemisch zerlegt, und die dabei erzeugten Radikale können den Tumor zerstören. Ein wesentlicher Nachteil des Verfahrens ist, dass der Patient für mehrere Wochen hypersensibel auf Tageslicht reagiert und daher im Dunkeln leben muss. Hier verspricht eine kürzlich entwickelte Methode Abhilfe, bei der die chemische Reaktion in gezielt synthetisierten Farbstoffen nur durch simultane Absorption von zwei Laserphotonen aktiviert wird, d. h. „normale“ Bestrahlung mit Tageslicht keinen Effekt zeigt. Die für die nichtlineare Absorption erforderliche höhere Intensität ist bei Anwendung ultrakurzer Laserimpulse gewährleistet. Neben unzähligen weiteren „oberflächlichen“ Anwendungen der Lasermedizin sei noch auf Bemühungen in der Zahnheilkunde hingewiesen. Hier zeitigt der Einsatz des Er:YAG-Lasers bei 3 μm ermutigende Ergebnisse bei der Karies-Behandlung. Die Strahlung dieses Lasers wird vom gesunden Zahnschmelz kaum absorbiert, trägt aber die kariösen Stellen sehr effektiv ab. Dass diese Behandlung für den Patienten wesentlich weniger schmerzhaft ist als die konventionellen Methoden, macht das Verfahren besonders attraktiv. Wie bei den meisten medizinischen Anwendungen hängt aber auch hier die Einführung in die ärztliche Praxis ganz wesentlich von der weiteren Reduzierung der finanziellen Aufwendungen für die gewünschten Lasersysteme ab.

4.5.2

Augenbehandlung

Ihre ersten bemerkenswerten Erfolge hatte die Lasermedizin bei der Behandlung von Netzhautablösungen im Auge. Das Laserlicht – meist die grüne Wellenlänge des Argonlasers bei 514,5 nm – wird durch die transparenten Bereiche des Auges auf den Augenhintergrund fokussiert (Abb. 4.15). Dort führt die Absorption der Strahlung im Pigmentepithel und in der inneren

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Hornhaut


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Linse Netzhaut

Laser

Glaskörper Abb. 4.15 Korrektur von Sehfehlern des menschlichen Auges durch Laserablation der Hornhaut. Beim LASIK-Verfahren wird ein Teil der Hornhaut zunächst aufgeklappt und nach der Laserbehandlung wieder zurückgeklappt.

Aderhaut zu einer lokalen Erwärmung und Koagulation des Gewebes. Auf diese Weise wird die Netzhaut „angepunktet“ und die Verbindung zur Aderhaut wiederhergestellt. Die Laserleistung von einigen 100 mW wird auf Fleckdurchmesser von 100–300 μm fokussiert und wirkt lediglich 0,1–0,3 s lang auf das Gewebe ein. Die erzeugten Narben sind so klein, dass die Funktion der Netzhaut nicht beeinträchtigt wird. Diese Behandlung, die heute routinemäßig durchgeführt wird, bedeutet einen enormen Fortschritt im Vergleich zu den früheren komplizierten Operationen am Auge. In den letzten Jahren hat darüber hinaus ein ganz neues Verfahren der Diagnostik am Augenhintergrund Bedeutung gewonnen – die optische Kohärenztomographie (vgl. Kap. 4.5.3). Die damit mögliche dreidimensionale Abbildung der Netzhaut mit einer räumlichen Auflösung im μm-Bereich schafft beste Voraussetzungen für eine berührungslose Inspektion und die Untersuchung des Patienten ohne die psychische Belastung und Infektionsgefahr konventioneller Methoden. Im Augeninnern hat sich die Bestrahlung mit kontinuierlichem Laserlicht auch bei der Behandlung von krankhaften

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Veränderungen der Blutgefäße bewährt, wie sie häufig als Folge einer Diabetes auftreten. Nach Operationen, bei denen eine durch Kataraktbildung getrübte Augenlinse durch eine künstliche Linse ersetzt wird, tritt oftmals eine Sehstörung durch eine getrübte Membran auf. Diese Membran lässt sich mit wenigen gezielten Laserimpulsen aufbrechen, so dass der Patienten kurzfristig das volle Sehvermögen wiedererlangt. Die größte Verbreitung in der Augenheilkunde hat in den letzten Jahren jedoch die Laseranwendung zur Korrektur von Sehfehlern im vorderen Augenabschnitt erfahren. Durch Ablation mit Excimerlaser-Impulsen können dünne Schichten von der Hornhaut des Auges abgetragen und auf diese Weise deren Brechkraft so verändert werden, dass Sehfehler wie Kurz- oder Weitsichtigkeit und Astigmatismus ausgeglichen werden. Excimerlaser, wie z. B. der ArF-Laser bei 193 nm, eignen sich dafür besonders gut, da ihre kurzen Impulse (15 ns) und die geringe Eindringtiefe der UV-Strahlung die besten Voraussetzungen für einen gezielten Abtrag bieten. Die Ablationsrate liegt typischerweise bei 1–2 μm pro Laserimpuls, so dass die abzutragenden Schichtdicken von mehreren 10 μm genau eingehalten werden können. Als besonders günstig hat sich das so genannte LASIK-Verfahren (Laser in situ Keratomileusis) herausgestellt. Wie in Abb. 4.15 angedeutet, wird hierbei zunächst ein dünnes Hornhautscheibchen, das Epithel, teilweise abgetrennt und wie ein Deckel nach oben geklappt. Dann wird die Hornhaut mit dem Laser auf den gewünschten Wert der Brechkraft „geschliffen“ und anschließend das Hornhautscheibchen wieder zurückgeklappt und angedrückt. Da bei diesem Verfahren das Epithel der Hornhaut kaum beschädigt wird, ist die Narbenbildung nach dem Eingriff wesentlich geringer als wenn die Laserstrahlung direkt auf die Hornhautoberfläche gerichtet würde. Sowohl das Abtrennen des Epithels als auch das nachfolgende „Abschleifen“ der Hornhaut können heute computergesteuert durchgeführt

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werden, so dass eine laufende Kontrolle der Bearbeitungsschritte möglich ist.

4.5.3

Neue Entwicklungen

In diesem Kapitel sollen zwei zukunftsträchtige Laseranwendungen in der Medizin skizziert werden, die die außerordentlichen Eigenschaften der Laserstrahlung auf besonders eindrucksvolle Weise nutzen: Bei der Röntgenlaser-Holographie kommt die hohe Kohärenz der Laserstrahlung zum Tragen, bei der optischen Kohärenz-Tomographie benötigt man die extrem kurzen Laserimpulse. Die Holographie ist eine Methode der optischen Abbildung, die lange vor dem Laser bekannt war, aber erst mit der Einführung dieser kohärenten Lichtquelle praktische Anwendung fand. Das Prinzip ist in Abb. 4.16 dargestellt. Bei der Aufnahme des Hologramms gelangt nicht nur das Streulicht vom Objekt auf die Photoplatte – wie das bei der konventionellen Photographie der Fall ist – sondern zusätzlich der Referenzstrahl, der vom primären Laserstrahl am Teilerspiegel abgezweigt wird. Auf der Photoplatte wird daher nicht nur die Amplitude (Intensität) des Streulichts registriert, sondern – wegen der Überlagerung der kohärenten Objekt- und Referenzwellen – auch dessen Phase. Auf diese Weise wird die komplette Information der vom dreidimensionalen Objekt gestreuten Lichtwellen im Hologramm gespeichert. Schaut man nach der Entwicklung der Photoplatte auf das Hologramm, erkennt man nur unregelmäßige Interferenzstrukturen, die keine Ähnlichkeit mit dem Bild des Objekts haben. Bestrahlt man aber bei der Rekonstruktion dieses Hologramm mit der gleichen Referenzwelle wie bei der Aufnahme, erhält man – praktisch im Umkehrprozess – das dreidimensionale Bild vom Objekt genau so, als würde man direkt darauf blicken. Diese verblüffenden Eigenschaften der Holographie

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Aufnahme:

Teilerspiegel

Objektstrahl

Laser

Objekt Streulicht vom Objekt Referenzstrahl

Photoplatte Hologramm

Rekonstruktion: Hologramm

Laser Referenzstrahl

Streulicht vom Hologramm 3-dimensionales Bild vom Objekt Abb. 4.16 Prinzip der Holographie: Bei der Aufnahme des Hologramms wird vom Objekt gestreutes Laserlicht mit dem Referenzstrahl als Interferenzmuster auf der Photoplatte überlagert. Bei der Rekonstruktion führt die Streuung des Laser-Referenzstrahls am Hologramm zum originalgetreuen Bild des Objekts.

sind seit den ersten Experimenten mit Laserbelichtung im Jahre 1963 auf vielfältige Weise demonstriert und immer wieder bestaunt worden. Anwendungen fand die Holographie in den Folgejahren unter anderem als Methode der Informationsspeicherung (z. B. in Volumenhologrammen) oder als Verfahren zur dreidimensionalen Vermessung geringfügiger Deformationen oder mechanischer Verspannungen in Werkstücken (z. B. in Zahnrädern oder Autoreifen). Im letzteren Fall wird das Objekt mit und ohne Stress durch zwei aufeinander folgende Laserimpulse doppelt belichtet und auf der Photoplatte ein überlagertes Hologramm erzeugt – die durch die Verspannung verursachten

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Strukturänderungen können dann nach der Rekonstruktion des Hologramms als Interferenzstreifen mit hoher Empfindlichkeit beobachtet und ausgewertet werden. Es verwundert nicht, dass das holographische Verfahren der dreidimensionalen Bildgebung sehr bald als außerordentlich interessant für medizinische Anwendungen erkannt wurde. Allerdings war und ist für die besonders attraktive Anwendung – die Diagnostik dreidimensionaler Strukturen im menschlichen Körper – eine kohärente Laserquelle im Röntgenbereich erforderlich. Bei den sehr aufwändigen Arbeiten zur Entwicklung eines Röntgenlasers (vgl. Kap. 2.4.5) war von Beginn an diese Anwendung als wesentliche Motivation im Gespräch. Leider sind aber bis heute trotz erheblicher Fortschritte auf diesem Gebiet die verfügbaren Parameter des Röntgenlasers für die Röntgen-Holographie noch nicht ausreichend, so dass sich der große Nutzen dieser Anwendung erst in der Zukunft erweisen wird. Während bei der Holographie das verwendete Laserlicht sowohl über größere räumliche als auch zeitliche Bereiche kohärent sein muss (vgl. Kap. 3.2), beruht die optische Kohärenztomographie auf der extrem geringen Kohärenzlänge ultrakurzer Laserimpulse. Wie der Vergleich der Gleichungen (1) und (5) aus Kapitel 3 zeigt, entspricht die Impulsdauer eines modensynchronisierten Lasers näherungsweise der Kohärenzzeit des betreffenden Strahlungsfeldes. Bei einer Impulslänge von zum Beispiel 10 fs ergibt sich somit eine Kohärenzlänge von etwa 3 μm. Das bedeutet, dass man in einem Michelson-Interferometer (vgl. Abb. 3.2) nur dann ein Interferenzmuster erhalten würde, wenn die Längen der beiden Interferometerarme sich um nicht mehr als 3 μm unterscheiden. Befindet sich nun am Ende eines Interferometerarms, d. h. anstelle eines Umlenkspiegels (z. B. S1 in Abb. 3.2), ein feststehendes lichtreflektierendes Medium, kann man durch axiale Verschiebung des zweiten Umlenkspiegels (S2 in Abb. 3.2) ein Tiefenprofil des Mediums mit 3 μm axialer Auflösung registrieren: Ein durch Interferenz verstärktes Signal ergibt sich nämlich nur, wenn die Messarmlänge der Referenz-

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armlänge im Interferometer folgt, so dass durch kontinuierliche Verlängerung des Referenzarms immer tiefer gelegene Schichten im räumlich fixierten Medium analysiert werden können. Ist nun das zu untersuchende Medium ein biologisches Gewebe, wird das eindringende Laserlicht zurückgestreut. In diesem Fall erhält man ein messbares Interferenzsignal nur dann, wenn die vom Gewebe in Richtung Teilerspiegel (siehe Abb. 3.2) rückgestreuten Photonen im Gewebe nur einmal gestreut wurden. Mit zunehmender Probentiefe verringert sich deren Zahl drastisch. Aus diesem Grunde liegt die zugängliche Gewebetiefe im optischen Bereich bei nur etwa 2 mm, woraus bei einer axialen Auflösung von 3 μm aber immerhin fast 1 000 Messschritte in Strahlrichtung folgen. Durch laterale Verschiebung des Objekts gelangt man zu zweidimensionalen Schnittbildern senkrecht zur Gewebeoberfläche. Der große Vorteil der optischen Kohärenztomographie im Vergleich zur Mikroskopie besteht darin, dass axiale und laterale Auflösung unabhängig voneinander gewählt werden können. Mit der Tomographie kann die dreidimensionale Struktur des zu untersuchenden Gewebes vermessen werden, ohne dass die in der Mikroskopie üblichen Dünnschnitte nötig wären. Damit erlaubt dieses Verfahren mikroskopische Bilder im lebenden Gewebe. Durch Weiterentwicklung der Laser mit größerer Bandbreite – u. a. mit Methoden der nichtlinearen Optik (vgl. Kap. 3.3) –, hat man mittlerweile die Tiefenauflösung auf Werte im sub-μm-Bereich gesteigert. Das ist zum Beispiel für die Darstellung subzellulärer Krebszellen von großem Nutzen, wie generell die optische Kohärenztomographie für die frühzeitige Krebsdiagnostik an Bedeutung gewinnt. Daneben sind vor allem Hautuntersuchungen und die Diagnostik des Augenhintergrunds (vgl. Kap. 4.5.2) wesentliche Anwendungsgebiete dieses Verfahrens. Bei der Untersuchung der Netzhaut versagen die konventionellen mikroskopischen Techniken weitestgehend, da der Abstand zwischen Hornhaut und Netzhaut für eine hoch aufgelöste Abbildung zu groß ist.

4


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4.6 Anwendungen von Hochleistungsund Hochenergielasern In Kapitel 4.4 diskutieren wir die Anwendungen intensiver Laserstrahlung, die bei der Materialbearbeitung einen hohen Durchsatz gewährleisten, da dort kontinuierlich strahlende Laser bzw. Impulslaser mit großer Folgefrequenz eingesetzt werden. Hier sollen nun einige typische Beispiele für die Arbeiten skizziert werden, bei denen die heute mit Impulslasern erzielbaren, extrem hohen Energien und Spitzenleistungen bei allerdings teilweise äußerst geringen Folgefrequenzen genutzt werden. Die hohen Impulsenergien und Impulsleistungen werden in der Regel durch eine Kombination von Laseroszillator und Laserverstärker auf Festkörperbasis erzielt, da nur in diesen Materialien eine ausreichende Dichte an laserfähigen Atomen realisiert werden kann (vgl. Kap. 2.4). Eine Ausnahme stellt ein spezieller Gaslaser – der Jodlaser – dar, für den zum Beispiel in einem russischen Institut Ausgangsenergien von 10–20 kJ erreicht wurden. Die am häufigsten benutzten Lasermaterialien sind Nd-dotierte YAG-Kristalle bzw. Phosphatgläser und Li-dotierte Saphir-Kristalle, die durch andere Laserquellen oder Blitzlampen optisch gepumpt werden. Im ersteren Fall kann man bei Impulslängen von einigen ns sehr hohe Energiewerte erreichen, während die höchsten Leistungen in der Regel mit den fs-Impulsen des Ti:Saphir-Lasers erzielt werden (vgl. Kap. 3.5). Die Hochenergielaser benötigen für die optisch gepumpten, großkalibrigen Verstärkerketten wegen des begrenzten Wirkungsgrades (vgl. Kap. 2.4) sehr hohe Pumpenergien, die für die meist verwendeten Blitzlampen durch riesige Kondensatorblöcke geliefert werden. Auch aus diesem Grunde hat der Umfang der betreffenden Laseranlagen in den vergangenen Jahren derartige Ausmaße angenommen, dass sich nur noch wenige Spitzenlabors diesen Aufwand leisten können – ganz zu schweigen von den immensen Kosten für die optischen Materialien.

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Eine wesentliche Motivation bezogen diese Arbeiten aus der Zielstellung der Kernfusion mittels Laserstrahlung. Hatte man ursprünglich vor allem gehofft, damit einer Energiequelle für die Zukunft näher zu kommen, stehen heute militärische Interessen im Vordergrund. Mit einer thermonuklearen Reaktion im kleinen sollen die Kenntnisse der grundlegenden physikalischen Prozesse einer Wasserstoffbomben-Explosion vertieft werden, ohne auf die – heute verbotenen – unterirdischen Tests angewiesen zu sein. Die erste Großanlage dieser Art, in der erstmals Laserimpulse mit einer Energie von fast 1 MJ erzeugt werden, wurde kürzlich im Lawrence Livermore National Laboratory in Kalifornien offiziell in Betrieb genommen. Das ist der stärkste Laser, der jemals auf der Erde gebaut wurde! Seine auf 192 Teilstrahlen aufgeteilte Energie wird im Labor von allen Seiten auf die Targetkammer (von etwa 10 m Durchmesser) gerichtet und auf deren Zentrum fokussiert (Fleckdurchmesser etwa 0,5 mm). Dort befindet sich ein Schwermetall-Zylinder (z. B. aus Gold) mit Abmessungen im cm-Bereich, in dessen Hohlraum die gefrorenen stecknadelkopfkleinen Brennstoffkügelchen (Pellets) aus schweren Wasserstoff-Isotopen (Deuterium D und Tritium T) eingebracht werden (Abb. 4.17). Wegen der höheren Einkopplungseffizienz wird nicht die Grundwelle des Nd-dotierten Lasersystems bei 1 053 nm, sondern deren 3. Harmonische bei 351 nm eingestrahlt. Die so erzeugte UV-Laserstrahlung setzt im Gold-Zylinder Röntgenstrahlung frei, die das Isotopengemisch sehr effektiv und homogen aufheizt, so dass die äußere Schicht des Pellets schlagartig zu einem Plasma verdampft. Der daraus resultierende Rückstoß verursacht eine Schockwelle, die aus allen Richtungen auf das Zentrum konvergiert und die inneren Bereiche des Kügelchens so stark komprimiert, dass neben einer hohen Temperatur auch eine hohe Dichte im Gasgemisch erreicht wird (Trägheitsfusion). Das so genannte Lawson-Kriterium (Temperatur ca. 108 °C, Dichte ca. 106 kg/m3) wird kurzzeitig erfüllt und die Fusions-

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Gold-Zylinder

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Laserstrahlen

Kapsel mit D,T Gemisch Abb. 4.17 Reaktionskammer für Laserfusion: Die Laserstrahlen werden in die Öffnungen des Gold-Zylinders fokussiert. Die aus den Goldatomen freigesetzte Röntgenstrahlung heizt das Gemisch aus Deuterium (D) und Tritium (T) im Pellet auf.

reaktion „gezündet“: D + T → He + n, mit einem Helium-Kern He und einem Neutron n als Reaktionsprodukten. Die dabei freigesetzte Reaktionsenergie sollte ausreichen, die umgebenden Isotope im Pellet ebenfalls zu fusionieren, so dass nach der Zündung („ignition“) der Großteil des Brennstoffs im Kügelchen umgesetzt wird. Alle Simulationen zeigen, dass die zur Zeit erreichbaren Energiewerte derartig großer Lasersysteme für ein erfolgreiches Fusionsexperiment reichen sollten. Die ersten Versuche zur Laserfusion im Lawrence Livermore Labor sind für das Jahr 2012 vorgesehen. Diese Anlage ermöglicht, die grundlegenden Prozesse der Fusionsreaktion auf direkte Weise zu erforschen. Bedenkt man jedoch, dass die derzeitige Anlage nur wenige Laserschüsse pro Tag erlaubt, erkennt man, wie weit der Weg bis zu einem Energie liefernden Fusionsreaktor noch ist. Für die militärischen Fragestellungen hingegen können bereits die Einzelschuss-Experimente wichtige Aussagen liefern.

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Ganz ähnliche Feststellungen treffen für die in Frankreich bei Bordeaux im Aufbau befindliche Hochenergie-Anlage „Laser Megajoule“ zu, die vergleichbare Impulsenergien auf eine ähnliche Target-Anordnung richten wird. Die Fertigstellung dieses Systems ist für 2010, erste Fusionsexperimente sind für 2012 geplant. Die gute Fokussierbarkeit ultrakurzer Laserimpulse führt zu so hohen Intensitäten, dass man bei der Wechselwirkung mit Materie die ganze Vielfalt nichtlinearer Effekte erhält. Alle Prozesse der nichtlinearen Optik (vgl. Kap. 3.3) werden mit zunehmender Intensität der eingestrahlten Impulse immer ausgeprägter und effizienter. Die Elektronen in Atomen und Molekülen können schon bei mäßigen Intensitäten durch Mehrphotonen-Absorption weit über die Ionisationsschwelle angeregt werden, bevor sie den Atom- oder Molekülrumpf verlassen („above threshold ionization“). Die Erzeugung der höheren Harmonischen in Edelgasatomen (vgl. Kap. 3.3.3) zum Beispiel beruht auf der Wechselwirkung der freigesetzten Elektronen mit dem hochfrequenten Laserfeld im Bereich der ionisierten Atomrümpfe. Bei höheren Intensitäten entsteht in der Regel ein Plasma, wobei die Atome nicht nur ein, sondern – in Abhängigkeit von der Feldstärke – viele Elektronen verlieren können, so dass mehrfach ionisierte Atome zurückbleiben. Der Röntgenlaser ist ein Beispiel dafür, wie die hochionisierten Atomrümpfe von Metallatomen durch Elektronenstoß im Plasma zur Emission von induzierter Röntgenstrahlung angeregt werden können (vgl. Kap. 2.4.5). Im Hinblick auf die superhohen elektrischen und magnetischen Felder, die mit extrem intensiven fs-Laserimpulsen erzeugt werden können (vgl. Kap. 3.5), ließ sich in den letzten Jahren eine Idee sehr eindrucksvoll umsetzen, die Theoretiker schon Ende der 1970-iger Jahre geäußert hatten: die Beschleunigung geladener Teilchen über sehr kurze Distanzen. Fokussiert man einen ultrakurzen Laserimpuls von etwa 1 TW Leistung – wie er heute in Spitzenlabors durchaus verfügbar ist – in ein Laserplasma, werden die darin freigesetzten Elektronen durch

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ein elektrisches Feld der Stärke von etwa 1012 V/m beschleunigt. Dabei erreichen die Elektronen auf einer Strecke von etwa 1 mm unvorstellbar hohe kinetische Energien bis zu 100 MeV. In den großen traditionellen Beschleuniger-Anlagen mit den langen Ketten massiver Elektromagnete erhält man die höchsten Energiewerte bei einer elektrischen Feldstärke von lediglich 107 V/m. Benötigt man also keine großen Teilchenströme, sondern ist an den viel höheren Energien der Elektronen interessiert, dann bietet sich die Laserbeschleunigung als weitaus weniger aufwändige Quelle an. Das ist zum Beispiel für bestimmte Aufgaben der medizinischen Forschung von großem Vorteil. Ähnliche Schlussfolgerungen treffen auch auf im Plasma beschleunigte Ionen zu – zum Beispiel auf Protonen, für die bereits kinetische Energien von einigen 10 MeV erhalten wurden. An solchen Quellen sind nicht nur die Mediziner, sondern auch die Materialforscher stark interessiert. Auf jeden Fall sind erste Berichte zu derartig spektakulären Anwendungen in allernächster Zukunft zu erwarten. Die Erzeugung hochenergetischer Teilchen durch intensive Laserfelder ist auch für die reine Grundlagenforschung von unschätzbarem Wert, weil hier bisher undenkbare Untersuchungen zu fundamentalen Gesetzen der Physik möglich werden. So besitzen die Elektronen im Laserplasma bei den oben genannten Feldstärken relativistische Energien und lassen damit völlig neue Experimente zu. Durchstrahlt ein solch intensiver Laserstrahl das Plasma, dann wird das Laserlicht zu dessen Zentrum hin gebrochen, weil dort wegen der relativistischen Massenzunahme der Elektronen der Brechungsindex am höchsten ist. Der intensive Laserimpuls erzeugt einen so genannten relativistischen Kanal, in dem die Intensität zusätzlich erhöht ist. Eine weitere hochinteressante Anwendung der relativistischen Elektronen ist durch den Begriff „moving mirror“ gekennzeichnet. Trifft ein Laserimpuls auf die Front der im Plasma erzeugten, sich mit relativistischen Energien ausbreitenden Elektronen, dann wird die Frequenz der an dieser Front „reflektierten“ Laserstrahlung in den kurzwelligen Bereich verschoben. Erste Ergebnisse entspre-

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chender Experimente wurden bereits publiziert. Andere Beispiele, die derzeit heiß diskutiert werden, sind mögliche Versuche zur Photon-Photon-Streuung, einem nichtklassischen Effekt der Quantenelektrodynamik, oder zur Bildung von Elektron-Positron-Paaren bei der Wechselwirkung intensiver Laserimpulse mit Elektronen. Ultrahohe elektromagnetische Felder existieren auch in astrophysikalischen Systemen, so dass die extrem starken Laserfelder – wie sie z. B. im ELI-Projekt angestrebt werden (vgl. Kap. 3.5) – die Möglichkeit eröffnen, komplexe astrophysikalische Phänomene im irdischen Labor zu testen.

4.7

Hochauflösende Spektroskopie

Diese Methode der Spektroskopie beruht auf der geringen Frequenzbreite der Laserstrahlung und der Durchstimmbarkeit der Wellenlänge. Ihre Anwendung hat der Atom- und Molekülspektroskopie in der Physik völlig neue Möglichkeiten erschlossen. Bis dahin nicht messbare Effekte der Fein- und Hyperfeinstruktur konnten erstmals beobachtet und mit hoher Genauigkeit analysiert werden. Das hat zu einer außerordentlichen Erweiterung der Kenntnisse über wichtige Details der energetischen Struktur in Atomen und Molekülen geführt. Wenn bei den spektroskopischen Untersuchungen lineare Wechselwirkungsprozesse zugrunde liegen, können lange Absorptionswege und damit die gute Kollimierung des Laserstrahls von Vorteil sein. Bei nichtlinearen Prozessen ist erwartungsgemäß die große spektrale Intensität der fokussierten Strahlung von Nutzen.

4.7.1

Lineare Spektroskopie

Wie bei der klassischen Spektroskopie misst man bei der LaserAbsorptionsspektroskopie die Verringerung der Intensität des

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Laserstrahls beim Durchgang durch das untersuchte Medium, die überall dort auftritt, wo die Lichtfrequenz mit einer Spektrallinie des Atoms oder Moleküls im Medium zusammenfällt. Die absorbierte Energie findet sich in der Anregung des betreffenden Atom- oder Molekülzustands wieder. Während aber ein klassischer Spektrograph eine begrenzte spektrale Auflösung hat, so dass man eng benachbarte Absorptionslinien häufig gar nicht getrennt messen kann, sondern ein über mehrere Linien verschmiertes Signal erhält, erlaubt die schmalbandige Strahlung eines Einmodenlasers die exakte Vermessung jeder einzelnen Linie. Die Frequenzbreite der Laserstrahlung ist nämlich viel geringer als die spektrale Breite der interessierenden Moleküllinie, so dass man beim Durchstimmen der Laserfrequenz Position und Form dieser Linie mit hoher Präzision ermitteln kann. Gemessen wird gemäß Abb. 4.18 am Detektor der Signalabfall ΔI, für den bei nicht zu großer Absorption gilt: ΔI ≈ α n l I0.

(2)

Die Verringerung ΔI der Intensität ist proportional zur einfallenden Intensität I0 (daher „lineare“ Absorption), zur Dichte n der absorbierenden Moleküle und zur Länge l des Absorptionswegs. Die interessanten Molekülgrößen, die sich bei Kenntnis von n I Detektor

Medium (ZM)

Laser (ZM) I0

I0

'I

I I

ZM

ZL

Abb. 4.18 Absorption von Laserstrahlung (der Frequenz ωL) im Medium (mit dem Absorptionsübergang bei ωM) führt im Resonanzfall (ωL = ωM) zur Verringerung der Intensität um ΔI = I0 – I.

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und l auf diese Weise mit großer Genauigkeit bestimmen lassen, sind einmal der Absorptionsquerschnitt α, der die Stärke des betreffenden Molekülübergangs charakterisiert, und zum anderen die Molekülfrequenz ωM, die durch den Wert der Laserfrequenz im Maximum der Absorptionslinie gegeben ist. Insbesondere bei der Vermessung von Moleküllinien in Gasen, die bei kleinen Gasdrücken eine geringe Linienbreite besitzen, hat die lineare Absorptionsspektroskopie mit Laserlicht eine enorme Erhöhung der Genauigkeit der Molekülkonstanten erbracht. Bei flüssigen Medien sind die gemessenen Absorptionslinien deutlich breiter. Wegen der größeren Materialdichte benötigt man hier allerdings nur kurze Absorptionswege l. Kennt man die Absorptionsquerschnitte α der interessierenden Moleküllinien (oder hat sie mittels Laserspektroskopie bestimmt), kann man mit Hilfe von Gl. (2) aus dem gemessenen Intensitätsverhältnis ΔI/I0 auf die Konzentration n der betreffenden Moleküle in einem Gemisch verschiedener Gase schließen. Diese Methode hat vielfältige Anwendungen bei der Analyse von Gasgemischen gefunden. Dazu zählen zum Beispiel der Nachweis von Umweltgasen oder die Analyse von Isotopengemischen. Die qualitativen Ergebnisse folgen dabei aus der spektralen Position der für die jeweilige Komponente spezifischen Absorptionslinie, während sich die Konzentrationen aus der Größe der Absorptionssignale ergeben. Für die Messung eng benachbarter Absorptionslinien verschiedener Isotope ist die hohe spektrale Auflösung des Laserverfahrens ein entscheidender Vorteil. Beim Nachweis von Umweltgasen kommt es vor allem auf eine hohe Empfindlichkeit der Messung an, da häufig bereits geringste Konzentrationen von Giftstoffen in der Umgebungsluft schädlich sind. Eine Methode der Empfindlichkeitssteigerung besteht darin, den Absorptionsweg drastisch zu verlängern, was mit dem kollimierten Laserstrahl relativ einfach zu realisieren ist. Das kann man zum Beispiel dadurch erreichen, dass man auf beiden Seiten der Absorptionszelle (Abb. 4.18) Spiegel anbringt, so dass die Zelle bei gefaltetem Strahlengang vielfach durchlaufen

4


115

wird. Auf diese Weise lassen sich Absorptionslängen von einigen 100 m erreichen, was zu einer entsprechenden Vergrößerung des Absorptionssignals führt (gemäß Gl. (2)). Für ausgewählte Komponenten können damit Konzentrationen kleiner als 10−9 (1 ppb = 1 part per billion) in einem Gasgemisch nachgewiesen werden. Auch das in Kap. 4.1.1 diskutierte LIDAR-Verfahren, mit dem Umweltgase in der Atmosphäre gemessen werden können, profitiert von der guten Bündelung des Laserlichts und seiner spektralen Energiedichte. Ein Nachteil der konventionellen Transmissionsmessungen besteht darin, dass das interessierende Absorptionssignal nur eine – u. U. kleine – Delle in dem hohen konstanten Untergrundsignal ist (vgl. Abb. 4.18) und sich daher aus dessen Rauschanteil schwer herausfiltern lässt. Hier sind Verfahren von Vorteil, bei denen das Absorptionssignal ohne Untergrund nachgewiesen wird. Ein Beispiel dafür stellt der so genannte optoakustische Detektor dar (Abb. 4.19). In diesem Detektor wird mit einem empfindlichen Mikrofon die Druckänderung in der Absorptionszelle nachgewiesen, die durch die Umwandlung der absorbierten Laserenergie in Wärme entsteht. Das akustische Signal wird mit hoher Empfindlichkeit genau auf der Frequenz I Medium (ZM) Laser (ZL)

I0 Iabs

Mikrofon Modulator

ZM

ZL

Abb. 4.19 Optoakustischer Absorptions-Nachweis: Die modulierte Laserstrahlung erzeugt im gasförmigen Absorber-Medium im Resonanzfall (ωL = ωM) eine Druckmodulation, die mit einem Mikrofon als Signal Iabs gemessen wird.

116


des modulierten Laserstrahls detektiert. Es ist der absorbierten Laserleistung direkt proportional, so dass kein Untergrund auftritt (siehe Abb. 4.19). Voraussetzung für den optoakustischen Nachweis ist allerdings, dass die absorbierte Energie zu einer Erwärmung des Gases führt, was vorzugsweise im infraroten Spektralbereich für die Anregung von Schwingungsbanden in Molekülen zutrifft. Im sichtbaren Spektralbereich, wo Atome und Moleküle die absorbierte Energie überwiegend durch Fluoreszenz abstrahlen, bietet sich stattdessen der Fluoreszenz-Nachweis an. Man denke sich in Abb. 4.19 anstelle des Mikrofons einen empfindlichen Detektor für das Fluoreszenzlicht positioniert und erhält dann ganz analog ein untergrundfreies Signal. Zur Steigerung der Nachweisempfindlichkeit muss möglichst viel von dem in alle Richtungen abgestrahlten Fluoreszenzlicht eingefangen werden, wozu man zusätzliche Spiegel oder eine Glasfaser benutzt, die – dicht an den Fluoreszenzbereich herangeführt – das Licht zum Detektor leitet. Da man bei diesem Verfahren ein Fluoreszenzsignal nur dann erhält, wenn man (gemäß Abb. 4.19) mit dem Anregungslaser der Frequenz ωL die Absorptionslinie bei ωM „trifft“, bezeichnet man es auch als Methode der „laserinduzierten Fluoreszenz“. War man zunächst sehr erfreut, mit der (linearen) Laserspektroskopie ein Verfahren gefunden zu haben, bei dem nicht mehr die begrenzte Auflösung des Spektralgerätes bestimmend ist, sondern die Atom- und Moleküllinien „unverfälscht“ gemessen werden, so suchte man sehr bald nach den Ursachen für die spektrale Breite der so erhaltenen Linien. Und das natürlich mit dem Ziel, noch schmalere Spektrallinien zu messen und damit die Position der Linien und die daraus abzuleitenden Molekülparameter noch präziser bestimmen zu können. In gasförmigen Substanzen verringerte man zunächst den Gasdruck und fand eine lineare Abnahme der Linienbreite. Unterhalb eines bestimmten Drucks wurden die Absorptionslinien jedoch nicht mehr schmaler. Hier setzt die Dopplerverbreiterung als Folge

4


117

der unterschiedlichen Geschwindigkeiten der Gasmoleküle eine Grenze: Die Dopplerbreite stellt unter diesen Bedingungen die kleinste messbare Linienbreite dar. Eine naheliegende Möglichkeit, den Einfluss dieses Effekts zu verringern, bestand darin, die Absorption in einem Molekularstrahl zu messen, bei dem alle Moleküle mit einer Geschwindigkeit in eine Richtung fliegen. Das gelingt zwar in guter Näherung – da aber keine Stöße diese Ordnung stören dürfen, muss man bei relativ kleinen Drucken arbeiten, was die Nachweisempfindlichkeit stark einschränkt. In dieser Situation brachte Anfang der 1970er Jahre ein nichtlinearer Sättigungseffekt den Durchbruch, den man zunächst in Gaslasern beobachtete, dann aber auch auf den Absorptionsnachweis anwendete.

4.7.2

Nichtlineare Spektroskopie

Wenn die Zelle mit dem absorbierenden Gas (siehe z. B. Abb. 4.18) von dem Laserstrahl nicht nur in einer Richtung, sondern – nach Reflexion an einem Spiegel – auch in Gegenrichtung durchlaufen wird, kann man beim Durchstimmen der Laserfrequenz über die Absorptionslinie eine Intensitätsspitze genau im Zentrum des Dopplerprofils beobachten. Während außerhalb des Linienzentrums immer zwei Molekülgruppen mit unterschiedlicher Geschwindigkeit mit den beiden Laserstrahlen wechselwirken, absorbiert im Zentrum nur die eine Gruppe mit der Geschwindigkeitskomponente Null (in Strahlrichtung). Liegt nun bei hinreichend großer Laserintensität eine deutliche Sättigung der Absorption vor, wird die Intensität im Zentrum weniger verringert als außerhalb, was zu dem Pik in der Mitte der Dopplerlinie führt (Abb. 4.20). Die Frequenzbreite dieses Piks kann um mehr als den Faktor 1 000 kleiner als die Dopplerbreite sein, und um diesen Faktor erhöht sich folglich das Auflösungsvermögen der Absorptionsmessung. Man erreicht so mit

118

Laser in Wissenschaft und Technik I

Dopplerlinie

ωM

ωL

Abb. 4.20 Schmaler Pik im Spektrum der Laserintensität (I), der bei Sättigung der Absorption genau im Zentrum (ωL = ωM) der Doppler-verbreiterten Absorptionslinie gemessen wird.

kontinuierlich betriebenen Gaslasern hinreichender Frequenzstabilität Pikbreiten von einigen 100 kHz bis hinab zu wenigen kHz. Mit dieser Methode der Sättigungsspektroskopie lassen sich viele Absorptionslinien innerhalb der Dopplerbreite vermessen, weshalb man auch von „Spektroskopie innerhalb der Dopplerbreite“, oder auch von „Dopplerfreier Spektroskopie“ spricht. Man erhielt so bisher nicht zugängliche Informationen über eng benachbarte Moleküllinien und konnte damit zum Beispiel erstmals die Hyperfeinstrukturkonstanten von Molekülübergängen bestimmen. Die hohe Reproduzierbarkeit der erhaltenen Werte resultiert aus dem Umstand, dass der schmale Intensitätspik exakt im Zentrum der Dopplerlinie, d. h. ohne Beeinflussung der Moleküllinie durch den Dopplereffekt, gemessen wird. Eine Anwendung der Sättigungsspektroskopie in der Metrologie nutzt diese Präzision zur Bestimmung eng benachbarter Absorptionslinien des J2-Moleküls. Mittlerweile existiert ein ganzer Atlas von Jodlinien, die zur Wellenlängeneichung von kontinuierlicher Laserstrahlung im sichtbaren Spektralbereich (z. B. eines

4


119

Argonlasers, eines Farbstofflasers oder der zweiten Harmonischen eines YAG-Lasers) herangezogen werden. Aber selbst bei der hochauflösenden Laser-Sättigungsspektroskopie erreicht man noch nicht die Auflösungsgrenze, die durch die Lebensdauer der Atom- und Molekülübergänge – durch die „natürliche“ Linienbreite – gegeben ist. Um dahin zu gelangen, ist es erforderlich, die Bewegung der Atome und Moleküle im räumlichen Bereich der Laserwechselwirkung möglichst weitgehend auszuschalten. Man muss die beweglichen Teilchen praktisch einfrieren, um die durch ihre Geschwindigkeit bedingte Begrenzung der Wechselwirkungsdauer und die daraus resultierende Linienverbreiterung auszuschließen. Auch das gelingt wiederum durch den Einsatz einer neu entwickelten Methode der Lasertechnik, das so genannte Laserkühlen. Man kann nämlich die Geschwindigkeit eines Atoms durch Absorption von Photonen aus einem in entgegengesetzter Richtung auftreffenden Laserstrahl einer geeigneten Frequenz verringern. Wenn man das Atom als Zwei-Niveau-System betrachtet, wird bei der Absorption eines Photons wegen der Impulserhaltung das Atom abgebremst, während bei der spontanen Reemission des Photons keine Richtung ausgezeichnet ist und damit effektiv keine Geschwindigkeitsänderung auftritt. Bei mehrfacher Wiederholung dieses Prozesses kann die Atomgeschwindigkeit auf Werte reduziert werden, die Temperaturen im Mikrokelvin-Bereich entsprechen. Für Rubidium-Atome erreichte man so zum Beispiel 140 μK. Da diese Bedingung für jede Richtung der Atombewegung im dreidimensionalen Raum zutrifft, benötigt man für die komplette Kühlung des Atoms ein Paar gegenläufiger Laserstrahlen für jede Dimension, d. h. drei zueinander orthogonale Paare. Im Jahre 1997 erhielten S. Chu, C. Cohen-Tannoudji und W. D. Phillips für die Entwicklung des Laserkühlens den Nobelpreis für Physik. Inzwischen wird diese Methode – durch weitere Entwicklungen verfeinert – in vielen Labors mit Erfolg angewendet.

120


Um die gekühlten Atome letztendlich vollständig zur Ruhe zu bringen und an einem Ort festzuhalten, muss man sie in einer magneto-optischen Falle einfangen. Die Gradienten der entsprechenden Feldverteilung bewirken eine räumliche Konzentration im Zentrum der Falle, in dem die Atome dann nahezu in Ruhe verharren. Auf diese Weise erreicht man minimale Frequenzbreiten im Bereich der natürlichen Linienbreite. Wählt man für die Versuche zum Beispiel Erdalkalimetall-Atome (wie Sr, Ca, Ba) aus, die sehr langlebige (metastabile) Anregungszustände besitzen, kann man Linienbreiten im mHz-Bereich erwarten, was der höchstmöglichen Auflösung in der Spektroskopie entspricht. Die extrem schmalen Spektrallinien der eingefangenen Atome finden ihre Anwendung vorrangig in der Metrologie bei der Entwicklung neuer Eichstandards für hochpräzise Messungen (siehe Kap. 4.9). Bei sehr tiefen Temperaturen und genügend hoher Dichte der Atome erhält man in der Falle ein so genanntes Bose-Einstein-Kondensat, einen völlig neuartigen Zustand von Materie. Die Atome befinden sich hier in einem einzigen makroskopischen Quantenzustand. Wegen ihrer makroskopischen Kohärenz können verschiedene Bose-Einstein-Kondensate miteinander interferieren. Aus einem Bose-Einstein-Kondensat lassen sich einzelne Atome auskoppeln, deren Quantenzustand identisch ist. Eine solche Quelle wird daher auch als Atom-Laser bezeichnet.

4.8

Ultraschnelle Prozesse

4.8.1

Allgemeine Betrachtungen

Die Untersuchung ultraschneller Prozesse wurde in dem Moment möglich, als es durch die Modensynchronisation in breitbandigen Lasermaterialien gelang, die Dauer von Laserimpulsen auf Werte im Bereich von Pikosekunden (ps) und

4

121


Femtosekunden (fs), ja heute sogar von Attosekunden (as) zu reduzieren (vgl. Kap. 3.4). Die Verfügbarkeit dieser Laserquellen setzte eine atemberaubende Entwicklung in Gang, waren doch damit Einblicke in ultraschnelle Phänomene in den verschiedensten Gebieten von Physik, Chemie und Biologie möglich, die man zwar bis dahin in theoretischen Arbeiten vorhergesagt hatte, die man aber niemals wirklich beobachten zu können glaubte. Als „Arbeitspferd“ der zeitaufgelösten Spektroskopie dient zur Zeit vorrangig der Ti:Saphir-Laser, mit dem Impulslängen bis hinab zu wenigen fs erzeugt werden können. Die Impulse müssen für den nichtlinearen Messprozess meist verstärkt werden, so dass die Folgefrequenz in der Regel auf Werte im kHz-Bereich beschränkt ist. Eine weitere Impulsverkürzung bis in den as-Bereich kann man bei der Erzeugung höherer Harmonischer von extrem kurzen Laserimpulsen erreichen (vgl. Kap. 3.4). Der experimentelle Nachweis ultraschneller Prozesse erfolgt in einem Pump-Probe-Verfahren, das sich an Hand des Schemas in Abb. 4.21 leicht verstehen lässt. Mit einem ersten ultrakurzen Laserimpuls, dem Pumpimpuls (der Wellenlänge λpu), wird das interessierende Molekül in den Zustand Ea angeregt, dessen

IP Opr Ea

(AB)+ (AB)*

(AB)+ A+B

Opu E0

(AB)

W

Abb. 4.21 Anregung des Moleküls (AB) mit dem Pumpimpuls (λpu) vom Grundzustand E0 in den Anregungszustand Ea. Anschließend Ionisation mit dem zeitlich (um τ) verzögerten Probeimpuls (λpr). Dissoziation des angeregten Moleküls (AB)* wird als Abfall des Ionensignals (AB)+ gemessen.

122


Dynamik untersucht werden soll. Mit dem zweiten kurzen Probeimpuls (der Wellenlänge λpr), der zeitlich verzögert zu dem Pumpimpuls eingestrahlt wird, „fragt“ man die Veränderungen im Zustand Ea ab. In dem in Abb. 4.21 dargestellten Beispiel wird das angeregte Molekül durch den Probeimpuls ionisiert, so dass man die zeitlichen Änderungen der Besetzung des Zustands Ea unmittelbar am Zeitverlauf des Ionensignals ablesen kann. Führt zum Beispiel für das Molekül AB die Anregung des Zustands Ea zu einer schnellen Dissoziation des Moleküls ((AB)* → A + B), wird man den Zerfall des angeregten Moleküls durch die entsprechende Abnahme des Ionensignals (AB)+ direkt beobachten (vgl. Abb. 4.21). Wie lässt sich nun aber die zeitliche Verzögerung des Probeimpulses zum Pumpimpuls bei so extrem kurzen Zeiten mit der erforderlichen Genauigkeit realisieren? Um die notwendige Präzision zu erreichen, werden beide Impulse aus der gleichen Laserquelle abgezweigt (Abb. 4.22). Die zeitliche Verzögerung erhält man dann durch Verlängerung des Lichtwegs für den Probestrahl um 2Δx, wenn Δx die translatorische Verschiebung in der durch vier Spiegel gebildeten Verzögerungseinheit ist. Mit der Lichtgeschwindigkeit c errechnet sich für eine VerschieOpu

Opr Probe-Impuls Opu

Pump-Impuls

t zum Experiment

vom Laser Opu, Opr

Opr 'x

2'x W= c

Abb. 4.22 Experimentelle Anordnung zur zeitlichen Verzögerung des Probeimpulses (λpr) zum Pumpimpuls (λpu) μm τ = 2Δx/c.

4


123

bung von 1 cm eine Verzögerungszeit τ = 67 ps. Dementsprechend erfordert eine Verzögerung von 7 fs eine Verschiebung im μm-Bereich. Damit wird deutlich, wie hoch die Präzision der mechanischen Translationseinheit sein muss, wenn man Prozesse vermessen will, die in wenigen fs ablaufen. Die interessanten Prozesse, deren Kurzzeitverhalten man aufklären will, spielen sich in Molekülen und molekularen Systemen ab, die in allen drei Aggregatzuständen vorliegen können. Von besonderer Bedeutung für die Chemie und Biologie sind ultraschnelle Molekülreaktionen in Flüssigkeiten, da die wesentlichen Prozesse in der Natur zumeist in der kondensierten Phase ablaufen. In der Tat wurde in den letzten Jahren eine breite Palette unterschiedlicher Reaktionen in der kondensierten Phase studiert. Man hat bei der Interpretation der Ergebnisse allerdings häufig das große Problem, dass die vorrangig interessierenden Prozesse, die in den gelösten Molekülen stattfinden, durch die Wechselwirkung mit den Molekülen des Lösungsmittels stark beeinflusst werden. Man hat daher Schwierigkeiten, auf die Reaktionsabläufe in den ungestörten „reinen“ Molekülen zu schließen. Dazu kommt, dass die theoretische Behandlung dieser komplexen Systeme derzeit noch nicht befriedigend gelingt und man daher die erhaltenen experimentellen Resultate nur schwer interpretieren kann. Will man die grundlegenden Elementarprozesse wirklich in „Reinkultur“ ohne Störung durch die Umgebung untersuchen, muss man mit gasförmigen Substanzen arbeiten, die so präpariert sind, dass auch die im Normalfall zwischen den Gasmolekülen stattfindenden Stöße ausgeschlossen sind. Die Methode der Wahl ist hier das Experimentieren im Molekularstrahl (vgl. Kap. 4.7.1). Im Molekularstrahl fliegen alle Moleküle mit nahezu gleicher Geschwindigkeit in eine Richtung, die zum Beispiel – wie in Abb. 4.23 dargestellt – durch die Kombination von Düse und Skimmer gegeben ist. Durch die Düse tritt das bei der Temperatur T0 und dem Druck p0 vorliegende molekulare Gas in die Quellenkammer, wobei unter geeigneten Bedingungen

124


Düse

Skimmer Laser

Gaseinlass T 0p0

Molekularstrahl Messkammer

Quellenkammer Vakuum-Pumpen

Abb. 4.23 Schematische Darstellung einer Molekularstrahl-Versuchsanordnung: Der Molekularstrahl wird durch Expansion des Gases (Temperatur T0, Druck p0) durch die Düse und anschließendes Ausblenden mittels Skimmer erzeugt.

(z. B. bei der so genannten adiabatischen Expansion) Temperatur und Druck der ausströmenden Moleküle stark reduziert werden. Bei den niedrigen Temperaturen können sich Atome und Moleküle gegebenenfalls auch zu schwach gebundenen Clustern zusammenlagern. Durch den Skimmer wird der zentrale Teil des austretenden Molekularstrahls ausgeblendet, so dass sich in der Messkammer ein Strahl von gekühlten Molekülen stoßfrei ausbreitet. Hier erfolgt dann die Wechselwirkung mit den zumeist senkrecht zum Molekularstrahl eingestrahlten Laserwellen. Die Vakuumpumpen sorgen dafür, dass alle nicht in Molekularstrahlrichtung fliegenden Moleküle ständig abgesaugt werden. Dabei lässt sich die Größe der Vakuumpumpen beschränken, wenn man durch ein Impulsventil vor der Düse die austretende Gasmenge begrenzt. In der Messkammer treffen nacheinander sowohl der Pumpimpuls als auch der zeitlich verzögerte Probeimpuls des Lasers auf die Moleküle im Strahl. Da im Molekularstrahl Störungen der Moleküleigenschaften durch Stöße mit anderen Gasteilchen praktisch ausgeschlossen sind, kann man im Pump-Probe-Experiment die Dynamik einzel-

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125

ner, quasi isolierter Moleküle ohne jede Beeinflussung durch die Umgebung studieren. Das hat den großen Vorteil, dass hier der direkte Vergleich mit verfügbaren theoretischen Ergebnissen die Aufklärung der im Molekül ablaufenden Prozesse bis ins Detail möglich macht. Mit den dabei gewonnenen Erkenntnissen ist es dann auch leichter, die komplexeren Prozesse der interessierenden Moleküle in einer „natürlichen“ Umgebung, z. B. in der kondensierten Phase, zu verstehen. Im Folgenden soll an Hand einzelner Beispiele demonstriert werden, welch spektakuläre neue Resultate mit der Femtosekunden-Spektroskopie gewonnen werden können. Wenn wir mal davon absehen, dass alle grundlegenden Prozesse auf molekularem Niveau grundsätzlich physikalischer Natur sind, soll auch für die spezifischen Anwendungen in der Chemie und in der Biologie jeweils ein charakteristisches Ergebnis diskutiert werden.

4.8.2

Zeitaufgelöste Spektroskopie in der Physik

Es sind sehr vielfältige und ganz unterschiedliche Prozesse in Molekülen, die nach der Anregung höherer Energiezustände durch kurze Laserimpulse zu einer schnellen Entleerung dieser Zustände und einer Umverteilung der eingespeisten Energie führen. Ein solcher Prozess ist zum Beispiel die in Abb. 4.21 dargestellte Dissoziation des zweiatomigen Moleküls (AB) nach Anregung in den Zustand Ea. Wenn dieser Zustand durch eine abstoßende Elektronenverteilung zwischen den Atomen A und B gekennzeichnet ist (entsprechend einer repulsiven Potentialfläche der Elektronenenergie), können die Atome mit großer Geschwindigkeit auseinander fliegen. Die absorbierte Laserenergie hat sich dann in kinetische Energie der Atome umgewandelt. Handelt es sich dabei um sehr leichte Atome (z. B. Wasserstoff), sind extrem kurze Fragmentationszeiten möglich. Für die Disso-

126


ziation des Wassermoleküls aus dem ersten angeregten Elektronenzustand H2O* → OH + H wurde kürzlich eine Zerfallszeit von 1,8 fs gemessen – wahrscheinlich die kürzeste Fragmentationsdauer eines Moleküls. Bei Anregung der potenziellen Energie der Elektronenverteilung in einem Molekül kann es ferner zu einer Kopplung verschiedener Elektronenzustände kommen, die eine äußerst schnelle Umverteilung der Energie verursacht. Da sich dabei die Elektronenenergie teilweise in Schwingungsenergie des Moleküls umwandelt, spricht man auch von interner Konversion. Ein weiterer sehr schneller Relaxationsprozess tritt in größeren Molekülen auf, die viele verschiedene Schwingungsfreiheitsgrade besitzen. Wird hier durch einen ultrakurzen Laserimpuls eine spezielle Schwingung hoch angeregt, kann sich die absorbierte Energie in kürzesten Zeiten auf die anderen Schwingungen umverteilen. Diesen Prozess bezeichnet man als intramolekulare Schwingungsrelaxation (IVR: „intramolecular vibrational redistribution“). Er verhindert unter anderem, dass man mit Nanosekunden-Laserimpulsen eine bestimmte Schwingung im Molekül gezielt anregen und die daran gekoppelte Bindung des Moleküls selektiv aufbrechen kann. Mit Femtosekunden-Laserimpulsen dagegen, die kürzer als diese intramolekularen Relaxationszeiten sind, wurden erste erfolgreiche Experimente zu einer bindungsselektiven Chemie ausgeführt. Eine Besonderheit der Anregung mit ultrakurzen Laserimpulsen besteht darin, dass man mit dem zugehörigen breiten Frequenzspektrum mehrere Energieniveaus im Molekül gleichzeitig und kohärent anregen kann. Ein Beispiel dafür ist in Abb. 4.24 dargestellt. Hier wird das Molekül OClO im Molekularstrahl durch fs-Laserimpulse der Wellenlänge λpu = 386 nm angeregt. Bei dieser Wellenlänge liegt die Photonenenergie des Pumpimpulses genau zwischen zwei benachbarten Schwingungen (Kombinationsbanden) des Moleküls, die auf diese Weise simultan angeregt werden. Nach Ionisation durch den Probeimpuls

4

λpu = 386 nm

10

O35CIO+

8

127


λpu = 387,5 nm

20 10

Δt = 242 fs 0 –0,5 0,0 0,5 1,0 1,5 2,0 τ (ps)

6 4 O37CIO+

2

Δt = 247 fs

0 0

1

2

3

4 5 τ (ps)

6

7

8

9

Abb. 4.24 Ionensignale für zwei Isotopomere des Moleküls OClO als Funktion der Verzögerungszeit τ zwischen Pumpimpuls (λpu) und Probeimpuls. Die Modulation der Signale widerspiegelt die kohärente Anregung zweier Molekülschwingungen mit der Differenzfrequenz (Δt)−1.

ergibt sich so als Folge der kohärenten Anregung eine Modulation des Ionensignals, deren Frequenz exakt der Differenzfrequenz der beiden angeregten Schwingungen entspricht. Das modulierte Signal ist zeitlich begrenzt, da das angeregte Molekül nach etwa 5 ps relaxiert. Misst man die zur Modulationsfrequenz gehörige Schwingungsdauer Δt, kann man auch den Isotopeneffekt des Cl-Atoms im Molekül mit erstaunlicher Genauigkeit nachweisen. Das Isotop mit dem schwereren 37Cl-Isotop hat erwartungsgemäß kleinere Schwingungsfrequenzen und damit die größere Schwingungsdauer Δt. Das eingefügte kleinere Bild in Abb. 4.24 zeigt das Messergebnis bei der leicht verschobenen Pump-Wellenlänge λpu = 387,5 nm. Wegen dieser Verschiebung werden nicht mehr zwei Schwingungen simultan angeregt (sondern nur eine von beiden), und das kohärente Signal tritt folglich nicht mehr auf.

128

4.8.3


Femtochemie

Der Begriff „Femtochemie“ wurde geprägt, als – insbesondere nach den grundlegenden Arbeiten des späteren Nobelpreisträgers A. Zewail (1999) – die ungeahnten Potenziale der zeitaufgelösten Spektroskopie zur Aufklärung chemischer Reaktionen offensichtlich wurden. Die einfachste unimolekulare Reaktion, die durch Anregung mit fs-Laserimpulsen studiert wurde, ist die Photodissoziation. Ein eindrucksvolles Beispiel – die erstmalige Beobachtung der Dissoziation des Wassermoleküls in 1,8 fs – wurde bereits in den vorhergehenden Kapiteln (4.8.1 und 4.8.2) diskutiert. Hier erfolgte die Dissoziation nach Anregung eines repulsiven Elektronenzustands. Wesentlich häufiger ist in der Photochemie allerdings der Fall, dass die Moleküle durch Schwingungsanregung fragmentieren. In der Regel bricht dabei das Molekül an der Stelle der schwächsten Bindung auseinander, wenn in der zugehörigen Schwingung so viel Energie akkumuliert ist, dass die Bindungsenergie überschritten wird. Die Dynamik der dabei ablaufenden Relaxationsprozesse (z. B. IVR) konnte durch Einsatz der Pump-Probe-Technik mit ultrakurzen Laserimpulsen erstmals im Detail analysiert werden (vgl. Kap. 4.8.2). Das trifft auch auf eine weitere monomolekulare Reaktion zu, die Photoisomerisation. In diesem Fall wurde die Strukturänderung des angeregten Moleküls mit hoher Zeitauflösung verfolgt und mit den Vorhersagen der Theorie verglichen. Der wesentliche Vorteil der Femtochemie wird vor allem beim Studium bimolekularer chemischer Reaktionen deutlich. Beim Grundtypus einer bimolekularen Reaktion hat man mit zwei Reaktanten zu tun, die sich zu einem neuen Produkt verbinden. Die Elementarprozesse bei der Bildung des Reaktionsprodukts möchte man mit möglichst hoher Zeitauflösung verfolgen. In klassischen Arbeiten vor der Laseranwendung hat man dazu die Reaktionspartner in zwei gekreuzten Molekularstrahlen aufeinander „stoßen“ lassen. Die Zeitauflösung war hier jedoch sehr

4


129

begrenzt, da der Startzeitpunkt der Reaktion dadurch „verwischt“ war, dass die Stöße im Kreuzungsbereich zu unterschiedlichen Zeiten erfolgten. In der Femtochemie fand man nun einen neuen Weg, der die höchste Zeitauflösung erlaubte: Die beiden Reaktanten werden ganz schwach aneinander gebunden (z. B. durch schwache physikalische Bindung in einem Cluster) und dann die chemische Reaktion mit einem fs-Anregungsimpuls auf den Molekül-Cluster gestartet. Jetzt hat man einen scharf definierten Anfangszeitpunkt für die Reaktion, deren Zeitablauf dann mit fs-Zeitauflösung im Pump-Probe-Experiment untersucht werden kann. In Abb. 4.25 wird das Beispiel einer bimolekularen Reaktion gezeigt, bei der ein Elektronentransfer eine so genannte Harpunenreaktion auslöst. Die beiden Reaktionspartner sind hier das Bariumatom Ba und das Methylfluorid-Molekül CH3F, die als schwach gebundener Cluster Ba…FCH3 im Molekularstrahl präpariert werden (vgl. Kap. 4.8.1). Durch Einstrahlung eines resonanten fs-Impulses wird ein Valenzelektron im Ba-Atom angeregt und zum F-Atom transferiert. Durch den Harpuneneffekt des Ions entsteht das stabile chemisch gebundene Endprodukt Ba+F-, während CH3 abgespalten wird. Ausgangscluster und Endprodukt werden durch den Probeimpuls ionisiert und im Pump-Probe-Verfahren (vgl. Abb. 4.21) als Funktion der Verzögerungszeit τ zwischen Pump- und Probe-Impuls nachgewiesen. Wie Abb. 4.25 zeigt, verschwindet das Signal der Ausgangssubstanz mit einer Zeitkonstanten von 270 fs, während das Produktsignal BaF+ (abgesehen von einem unwesentlichen Zerfallsanteil) mit der gleichen Zeitkostanten entsteht. Man kann hier unmittelbar ablesen, wie viel Zeit für die Reaktion benötigt wird, d. h. nach welcher Zeit die Ausgangssubstanz verschwunden und das entsprechende Produkt gebildet ist. Auf diese Weise lässt sich der zeitliche Ablauf einer bimolekularen chemischen Reaktion komplett aufklären. Hat man verstanden, welches die einzelnen Schritte einer Reaktion sind, dann ist damit die Möglichkeit gegeben, gezielt in den

130


30

a +

Ba...FCH3 20

WIC = 270 fs

ion signal

10

0

b

+

BaF

4

WIC = 270 fs WR = 50 fs

2

0 0

1 W/ps

2

3

Abb. 4.25 Ionensignale von Startcluster (Ba…FCH3) und Produkt (BaF) der bimolekularen Reaktion in Abhängigkeit von der Verzögerungszeit τ zwischen Pump- und Probeimpuls. Das Produkt wird mit der gleichen Reaktionszeit τIC gebildet wie der Startkomplex verschwindet.

Reaktionsablauf einzugreifen und die Reaktion in eine gewünschte Richtung zu treiben. Eine solche aktive Kontrolle kann man zum Beispiel durch geeignete zeitliche Formung der verwendeten Laserimpulse bis hin zur Anwendung von Mehrfachimpulsen erreichen. Auch das Einstrahlen eines zusätzlichen fs-Kontrollimpulses – mit einer anderen Wellenlänge – zu einem geeigneten Zeitpunkt nach dem Pumpimpuls ist möglich. Diese relativ aufwändigen Methoden sind dann von Nutzen, wenn spezielle (z. B. pharmazeutische) Substanzen auf

4


131

dem Wege klassischer chemischer Reaktionen nicht erhalten werden können.

4.8.4

Ultraschnelle Prozesse in Biomolekülen

Die Photobiologie befasst sich mit der Aufklärung und Anwendung lichtinitiierter Prozesse in biologischen Systemen. Auch hier ist festzustellen, dass die lichtinduzierten Reaktionen in den komplexen Systemen teilweise äußerst schnell verlaufen und erst die moderne Laserspektroskopie eine zeitaufgelöste Messung der Prozessschritte erlaubt. Einer dieser hochkomplexen biologischen Vorgänge ist zum Beispiel der Sehprozess im Auge. Er wird durch das Pigment Rhodopsin vermittelt, ein Protein aus 348 Aminosäuren. Initiiert wird der Sehvorgang dadurch, dass ein Chromophor (11-cis-Retinal) im Rhodopsin Licht im UV-VIS-Bereich um 498 nm absorbiert. Nach der Anregung erfolgt in diesem Chromophor eine ultraschnelle Isomerisierungsreaktion (vgl. Kap. 4.8.3), an die sich eine ganze Reihe von strukturellen Veränderungen im Protein anschließt (Sehkaskade), die schließlich zur Reizung des Sehnervs führen. Die Details der ultraschnellen Dynamik im Rhodopsin sind derzeit Gegenstand zeitaufgelöster Untersuchungen mittels ultrakurzer Laserimpulse. Eine andere hochinteressante Fragestellung betrifft die Photostabilität von DNA-Komplexen im Erbgut lebender Zellen. Wie kommt es, dass diese molekularbiologischen Zentren der Vererbung in unserer belebten Umwelt durch die Einwirkung des Sonnenlichts nicht laufend verändert oder zerstört werden? Woraus resultiert die Resistenz der Erbanlagen in der Zelle gegen photochemische Prozesse, die unausweichlich zu derartigen Veränderungen führen würden? Erste Antworten auf diese Fragen lieferten zeitaufgelöste Messungen, die in den letzten Jahren an den DNA-Basen in der kondensierten Phase und in der Gas-

132


phase vorgenommen wurden. Wiederum gilt die oben begründete Argumentation, dass sich – obwohl die realen biologischen Systeme in der kondensierten Phase vorliegen – wesentliche Elementarprozesse nur an den ungestörten isolierten Grundbausteinen, den DNA-Basen, in der Gasphase aufklären lassen. Die zumeist in kristalliner Form vorliegenden DNA-Basen Adenin (A), Thymin (T), Guanin (G) und Cytosin (C) lassen sich durch Verdampfen bei höheren Temperaturen in die Gasphase bringen und dann in einer Molekularstrahlapparatur (vgl. Abb. 4.23) durch Wechselwirkung mit ultrakurzen Laserimpulsen in Pump-Probe-Experimenten (vgl. Abb. 4.22) analysieren. Durch Koexpansion von Adenin und Thymin können im Molekularstrahl auch A-T-Basenpaare erzeugt werden, wie sie in den DNA-Sequenzen vorkommen. In Abb. 4.26 wird die Ultrakurzzeit-Dynamik von isolierten Adenin-Molekülen und A-T-Basenpaaren im Bereich mehrerer ps gezeigt. Für die Anregung wurden hier 80 fs-Laserimpulse der Wellenlänge 267 nm benutzt, die Ionisation der angeregten Spezies erfolgte mit ebenso kurzen Probe-Impulsen bei 800 nm. Das zeitabhängige Ionensignal, das nahe dem Zeit-Nullpunkt τ = 0 sein Maximum hat, fällt für beide Spezies innerhalb weniger ps auf nahezu Null ab. Das bedeutet, dass der durch den Pump-Impuls besetzte angeregte Zustand innerhalb dieser Zeit nahezu vollständig entleert wird und in den Grundzustand relaxiert. (Nur der Grundzustand lässt sich nämlich durch den Probeimpuls nicht ionisieren.) Beim Adenin verläuft die Relaxation über einen Zwischenzustand mit der Lebensdauer τ2 = 1,3 ps, der beim Basenpaar nicht beobachtet wird. Die in Abb. 4.26 angegebenen Lebensdauern τ1 und τ2 können intramolekularen Prozessen der internen Konversion (vgl. Kap. 4.8.2) zwischen den betreffenden elektronischen Energiezuständen zugeordnet werden. Beim A-T-Basenpaar wird darüber hinaus ein kleiner Beitrag mit einer Lebensdauer von einigen 10 ps beobachtet (in Abb. 4.26 nur schwach erkennbar). Mit großer Wahrscheinlichkeit handelt es sich dabei um einen intermolekularen Prozess (z. B. einen H-

4


133

A

W1 = 0,1 ps W2 = 1,3 ps

AT

W1 = 0,1 ps

–1

0

1

2 W(ps)

3

4

5

Abb. 4.26 Pump-Probe-Ionensignale für Adenin (A) und AdeninThymin (AT) als Funktion der Zeitverzögerung τ. Anpassung der Messwerte an Zerfallsprozesse mit den Lebensdauern τ1 und τ2.

Atom-Transfer) in dem durch Wasserstoffbrücken gebundenen Basenpaar, der ebenfalls im Grundzustand endet. Die in das AT-Basenpaar eingespeiste Energie wird in jedem Fall in diesen extrem kurzen Zeiten in den Grundzustand und damit in Wärme überführt (ultraschnelle Relaxation). Die befürchteten chemischen Reaktionen im angeregten Zustand, die das Erbgut schädigen könnten, finden daher nicht statt. Das gilt natürlich auch dann, wenn das anregende Photon nicht von einem Laser, sondern von der Sonne herrührt.

134


Die bisher in der kondensierten Phase für die DNA-Basen erhaltenen Ergebnisse lieferten ähnlich kurze Lebensdauern für die angeregten Zustände. Gegenwärtig wird intensiv daran geforscht, zu ergründen, welche signifikanten Änderungen die dynamischen Prozesse bei den realen DNA-Strukturen im Vergleich zur Gasphase erfahren. Dabei sind die Ankopplung der Zucker-Phosphat-Gruppen und die Einbindung der charakteristischen Basenpaare AT und GC in die Stränge der Doppelhelix ebenso zu berücksichtigen, wie die Einflüsse des umgebenden biologischen Mediums.

4.9

Laser für Präzisionsmessungen

4.9.1

Anwendungen in der Metrologie

In diesem Kapitel sollen einige Anwendungen hochentwickelter Laser für spezielle Messaufgaben vorgestellt werden, die eine extrem hohe Genauigkeit erfordern. Dazu zählen unter anderem die Schaffung neuer Eichnormalen für die Längen- und Zeitmessung, die Präzisionstests für fundamentale physikalische Konstanten sowie der Einsatz stabiler Laserquellen für den Nachweis von Gravitationswellen. In Kap. 4.7.2 haben wir erläutert, wie man die nichtlineare Sättigungsspektroskopie nutzen kann, um im Zentrum von Atom- und Moleküllinien äußerst schmale Intensitätspiks mit Frequenzbreiten im Bereich von 1–100 kHz zu erzeugen. Wenn man dann die Frequenz der Laserstrahlung durch eine geeignete elektronische Rückkopplung auf das Zentrum einer derartigen scharfen Moleküllinie („aktiv“) stabilisiert, kann man die Schwankunkungen der Laserfrequenz auf Werte von 10–100 Hz reduzieren. Die Sättigungspiks des Jodmoleküls zum Beispiel, die mit Dauerstrichlasern im sichtbaren Spektralbereich – bei meist nicht ganz so extremer Stabilität – erhalten werden,

4


135

dienen derzeit als Referenzstandards für Wellenlängenmessungen. Die auf diese Weise vermessenen Laserwellenlängen reichen von Argon- und Farbstofflasern bis hin zu Nd:YAG- und Faserlasern. Höhere Genauigkeiten sind mit Referenzlinien von lasergekühlten Atomen erreichbar (siehe Kap. 4.7.2). So wurde kürzlich in der Fachliteratur berichtet, dass mit ultrakalten Strontium-Atomen – eingefangen in einem optischen Gitter – eine relative Frequenzunschärfe von 10−16 realisiert werden konnte. Bei der Wellenlänge von 700 nm liegen damit die Frequenzschwankungen dieser Laserquelle bei Werten kleiner als 0,1 Hz. Dieser Wert ist um den Faktor 4 geringer als die Unschärfe des gegenwärtig genauesten Zeitstandards, gegeben durch die Mikrowellenstrahlung von lasergekühlten Cäsium-Atomen. Bis vor kurzem bedeutete es ein Riesenproblem, die Verbindung vom Zeitstandard im Mikrowellenbereich zu den Wellenlängennormalen im sichtbaren Bereich zu schaffen. Zur Überbrückung des großen Spektralbereichs waren lange Frequenzketten erforderlich, die mehrere Laborräume füllten. Hier erfolgte durch die Entwicklung des „optischen Frequenzkamms“ ein Durchbruch, der die Präzision von Zeit- und Längenmessungen drastisch erhöhen dürfte. Das Prinzip der Bildung eines Frequenzkamms wurde bereits in Kap. 3.4 bei der Erzeugung ultrakurzer Impulse erläutert. Durch Synchronisation vieler Lasermoden in einem breitbandigen Lasermedium wird ein Impulszug mit ultrakurzen Impulsen im Zeitabstand 2L/c erhalten. Das zugehörige Spektrum ist so breit wie die Bandbreite des Lasermediums – und damit so breit wie das Spektrum eines Einzelimpulses (Abb. 4.27, links). Es besteht aus einer Folge einzelner Spitzen mit dem Frequenzabstand c/2L (Abb. 4.27, rechts). Letzteres Spektrum ähnelt den Zähnen eines Kamms, woraus die Bezeichnung „optischer Frequenzkamm“ resultiert. Der Einzelimpuls hat bei der Bandbreite des Ti:Saphir-Lasers von 300 nm eine Impulsdauer von etwa 5 fs (vgl. Kap. 3.4). Diese Bandbreite entspricht einer Frequenzbreite des Spektrums von rund 1014 Hz. Beträgt der Frequenzabstand der Zähne im

136


Einzelimpuls

Impulszug

Intensität T

T

2L/c

Zeit

Zeit c/2L

Spektrum 1/T

Frequenz

Frequenz

Abb. 4.27 Intensitätsverlauf (oben) und zugehöriges Spektrum (unten) für einen einzelnen Femtosekunden-Impuls (links) bzw. einen Impulszug (rechts). Zum Einzelimpuls der Dauer T gehört ein Frequenzbereich von näherungsweise 1/T. Das gleich breite Spektrum des Impulszuges besteht aus vielen Frequenzen mit dem Abstand c/2L.

Kamm z. B. 100 MHz (entsprechend einer Resonatorlänge L von 1,5 m), folgt daraus, dass der Kamm etwa 1 Million Zähne hat. Die Weiterentwicklung der Laserquellen – insbesondere von Faserlasern mit photonischer Struktur (vgl. Kap. 2.4.1) – führte in den letzten Jahren zu noch breiteren Frequenzbändern, die heute den Bereich von mehr als einer ganzen Oktave, d. h. von einer niederen Frequenz bis zu ihrem doppelten Wert umfassen. Ein solcher Frequenzkamm wäre nun ein ideales „Lineal“ mit mehr als einer Million Messstellen, wenn es nicht eine konstante

4


137

Abweichung („Offset“) im Frequenzabstand der Zähne gäbe, die durch einen gewissen „Phasenschlupf“ von Impuls zu Impuls bedingt ist. Aber auch für dieses Problem fanden die Spezialisten eine Lösung: die Methode des „Self-Referencing“, die die Offset-Frequenz exakt zu bestimmen erlaubt. Dazu werden Linien im niederfrequenten Bereich des breiten Spektrums in einem nichtlinearen Kristall frequenzverdoppelt (vgl. Kap. 3.3.1) und mit Linien im hochfrequenten Teil überlagert. Wenn der Frequenzabstand beider Anteile gerade eine Oktave (den Faktor 2) beträgt, stellt die Differenzfrequenz genau die unbekannte Offset-Frequenz dar (ohne Offset wäre die Differenzfrequenz gleich Null). Diese ist kleiner als der Abstand der Zähne im Frequenzkamm und kann daher leicht gemessen werden. Auf diese Weise kann man die Frequenzmarken des „Lineals“ korrigieren und besitzt damit ein hochpräzises Frequenz-Messgerät über den ganzen verfügbaren Spektralbereich. Für die Entwicklung des Frequenzkamms und seine Anwendung in der Metrologie erhielten T.W. Hänsch und J. Hall den Nobelpreis für Physik im Jahre 2005. Mit Hilfe des Frequenzkamms lässt sich die Frequenz jeder kontinuierlich betriebenen Laserquelle in einem Überlagerungsexperiment mit großer Präzision vermessen. Dazu muss lediglich die Differenzfrequenz zwischen der unbekannten Laserfrequenz und der bekannten Frequenzmarke des nächstliegenden „Zahns“ gemessen werden. Damit kann nun auch die Frequenz von Lasern im sichtbaren Bereich mit so hoher Präzision bestimmt werden, dass ein neuer optischer Zeitstandard in naher Zukunft zu erwarten ist. Gegenwärtig wird jedenfalls intensiv daran gearbeitet, einen für diese Zwecke besonders geeigneten Atomübergang zu finden. Die Kombination der oben erwähnten Atomuhr aus gekühlten Sr-Atomen mit dem Frequenzkamm stellt ein dafür wegweisendes Beispiel dar. Ein Vergleich mit dem bisherigen Zeitstandard im Mikrowellenbereich ist mit Hilfe entsprechender Frequenzkämme problemlos durchführbar. Mittlerweile gelang es darüber hinaus, Messungen mit

138


Tab. 4.1

Nobelpreise 1960–2010 mit Bezug zu Laserforschung.

Jahr

Preis

Preisträger

Forschungsgebiet

1964

Physik

1971 1981

Physik Physik

1997

Physik

1999

Chemie

C. Townes, N. Basov, A. Prochorov D. Gabor N. Bloembergen, A. Schawlow S. Chu, C. CohenTannoudji, W. Phillips A. Zewail

2000

Physik

Z. Alferov, H. Kroemer

2001

Physik

2005

Physik

E. Cornell, C. Wieman, W. Ketterle R. Glauber (separat zitiert)

Grundlagen von Maser und Laser Holographie Nichtlineare Optik, Laserspektroskopie Laserkühlung und Einfang von Atomen Chemische Reaktionsdynamik mit FemtosekundenZeitauflösung Halbleiter-Heterostrukturen für Hochgeschwindigkeits-Optoelektronik Bose-Einstein-Kondensat Quantentheorie der optischen Kohärenz Hochpräzise LaserMetrologie, Erzeugung des Frequenzkamms Glasfaser-Kommunikation und CCDSensor

J. Hall, T. Hänsch (separat zitiert)

2009

Physik

C. Kao

entsprechenden Frequenzkämmen auch in den kurzwelligen Bereich bis ins extreme Ultraviolett (EUV) auszudehnen. Damit lassen sich die Fein- und Hyperfeinstruktur von Atomen und Molekülen mit höchster Präzision vermessen. Die Genauigkeit des „Frequenzlineals“ erlaubt generell, genaue Zeitmessungen und – mit der bekannten Lichtgeschwin-

4


139

digkeit – auch entsprechende Messungen räumlicher Abstände mit bisher nicht erreichter Präzision zu wiederholen oder erstmals auszuführen. So kann man die Genauigkeit gemessener Naturkonstanten (z. B. der Gravitations-, der Rydberg- oder der Feinstrukturkonstanten) erheblich verbessern bzw. ihre Konstanz über lange Zeiträume testen. Die hochinteressante Frage, ob z. B. die Feinstrukturkonstante zeitlich variiert oder seit dem Urknall unveränderlich ist, konnte bisher nicht eindeutig beantwortet werden. Ferner lassen sich zukünftige Satellitenmessungen mit Hilfe des Frequenzlineals mit größerer Präzision ausführen. So ist geplant, die nächste Generation der GRACE-Satelliten („Gravity Recovery And Climate Experiment“) damit auszustatten. Mit diesen Satelliten sollen globale Gravitationsänderungen, insbesondere deren Abhängigkeit von geographischen Gegebenheiten und klimatischen Veränderungen, vermessen werden. Auch in neuen GPS-Systemen oder LIDAR-Geräten (siehe Kap. 4.1.2) sind durch Nutzung des Frequenzkamms wesentliche Verbesserungen der Genauigkeit zu erwarten. Die große spektrale Bandbreite des Frequenzkamms mit seinen hochgenauen Frequenzmarken verspricht auch für den ultraempfindlichen Nachweis chemischer Komponenten in gasförmigen Substanzen große Vorteile. In dem breiten Spektralbereich kann man praktisch für jede Molekülart charakteristische Absorptionslinien („fingerprints“) finden, deren Identifikation über die präzise Frequenzmessung der Linienposition erfolgt. Man hofft damit, zum Beispiel gefährliche Substanzen wie Gifte oder Sprengstoffe besser aufspüren oder chemische Substanzen in der Atemluft kranker Patienten bestimmen zu können.

4.9.2

Nachweis von Gravitationswellen

Die Beobachtung von Gravitationswellen ist eine der anspruchsvollsten Zielstellungen moderner Forschung, die zum einen eine

140


weitere Bestätigung der allgemeinen Relativitätstheorie und zum anderen äußerst wertvolle Informationen über kosmische Prozesse innerhalb und außerhalb unserer Galaxie liefern soll. Kosmische Quellen von Gravitationsstrahlung sind zum Beispiel kurzperiodische Doppelsternsysteme und kollabierende Systeme von Neutronensternen oder Schwarzen Löchern. Möglicherweise lassen sich dabei auch Prozesse im frühen Universum bis zurück zum Urknall selbst analysieren. Denn kurz nach dem Urknall könnten Gravitationswellen entstanden sein, die bis in die Gegenwart relativ unverfälscht erhalten sein sollten, da sie durch andere Objekte im Weltall kaum beeinflusst wurden. Gravitationswellen führen zur Deformation der Raumzeit, die sich als winzige Schwankungen der Armlängen in einem Laserinterferometer vom Michelson-Typ (vgl. Kap. 3.2.1, Abb. 3.2) nachweisen lassen sollten. Die Phasendifferenz der beiden Teilstrahlen nach Durchlaufen der Interferometerarme und Überlagerung auf dem Teilerspiegel wird mit einem Detektor vermessen, der (anstelle des Schirms in Abb. 3.2) den gesamten Strahlquerschnitt erfasst. Die Anforderungen an die Nachweisempfindlichkeit sind allerdings unvorstellbar hoch. Es müssen – in Abhängigkeit von der Frequenz und Dauer der emittierten Signale – relative Längenänderungen der Interferometerarme von 10−23–10−19 gemessen werden. Einstein hatte seinerzeit die Vermutung geäußert, dass sich derartige Empfindlichkeiten wohl nie erreichen lassen würden. Derzeit existieren international fünf bodengebundene Gravitationswellen-Detektoren sowie weitreichende Pläne zu einem Weltraum-Interferometer. Einer der bodengebundenen Detektoren ist GEO600, der seit 2006 vom Max-Planck-Institut für Gravitationsphysik (Albert-Einstein-Institut) in Hannover und Potsdam gemeinsam mit der Universität Hannover und den Universitäten in Cardiff und Glasgow betrieben wird. Er steht in Ruthe bei Hannover und basiert auf einem MichelsonInterferometer mit 600 m Armlänge. Die verwendete Laserquelle ist ein speziell entwickelter, diodengepumpter, hochstabiler

4


141

Nd:YAG-Laser bei 1 064 nm, der im Einmodenbetrieb 10 W Ausgangsleistung besitzt. Eine Leistungsverstärkung bis 200 W ist vorgesehen. Die hohen Laserleistungen garantieren äußerst geringe Rauschsignale (vgl. Kap. 3.2.2). Neben der Laserstabilisierung wurden enorme Anstrengungen zur Isolation des Interferometers gegen seismische Störungen unternommen. Dazu gehören die Aufhängung der Spiegel an Glasfasern sowie eine aktive Schwingungsdämpfung der Endspiegel bei mehrstufiger Pendelaufhängung. Die optischen Komponenten befinden sich im Ultrahochvakuum und werden bei möglichst tiefen Temperaturen gehalten, um die Rauscheinflüsse weiter zu verringern. Damit wurde für impulsförmige Signale im Frequenzbereich von 50…1 000 Hz eine relative Empfindlichkeit von etwa 10−21 erreicht. Gravitationswellen konnten bisher allerdings noch nicht nachgewiesen werden. Das gilt auch für das Großinstrument LIGO (Laser Interferometer Gravitational Wave Observatories) in den USA, bei dem zwei in 3 000 km Abstand voneinander entfernte Interferometer mit jeweils 4 km Armlänge parallel betrieben werden. Komplementär zu den bodengebundenen Gravitationswellen-Detektoren wird das System LISA („Laser Interferometer Space Antenna“) als Weltraum-Observatorium für Gravitationswellen gebaut. Dieses Projekt soll im Jahre 2020 als gemeinsame Mission der Europäischen und Amerikanischen Raumfahrtbehörden ESA und NASA gestartet werden. Das LISA-Observatorium wird aus drei identischen Satelliten gebildet, die in Form eines gleichseitigen Dreiecks angeordnet sind und die der Erde auf einer heliozentrischen Bahn in einem Winkel von etwa 20° folgen (Abb. 4.28). Die Seitenlänge des Dreiecks wird rund 5 Millionen Kilometer betragen. Jeweils zwei Arme des Dreiecks repräsentieren ein Michelson-Interferometer. Genau wie bei GEO600 werden die relativen Längenänderungen der Interferometerarme gemessen, um die Gravitationswellen als Folge der Raumzeit-Deformation nachzuweisen. Auch hier sind hochstabile und leistungsstarke Laser erforderlich, die garantie-

142


5x106km Erde

20°

Sonne

Venus

Merkur

Abb. 4.28 Grob-schematische Darstellung der Position des geplanten LISA-Observatoriums im Planetensystem der Sonne zum Nachweis von Gravitationswellen.

ren, dass bei diesen riesigen Entfernungen ausreichend Licht auf den Detektor des Michelson-Interferometers gelangt. Jeder der Satelliten trägt zwei Testmassen, die möglichst frei von äußeren Störungen angebracht sind. Die gegenseitigen Abstände zwischen jeweils zwei Testmassen auf zwei benachbarten Satelliten werden mit hochgenauer Heterodyn-Laserinterferometrie vermessen. Wegen der extremen Länge der Interferometerarme können mit dem LISA-Teleskop wesentlich größere Wellenlängen und damit kleinere Frequenzen der Gravitationswellen nachgewiesen werden als mit den bodengebundenen Geräten. Angestrebt wird für den Nachweis niederfrequenter Gravitationswellen (1…10 mHz) eine Messgenauigkeit von 4 ·10−12 m, woraus bei dem Abstand von 5 ·106 km eine relative Messgenauigkeit von 10−21 folgt. Wenn man bedenkt, dass damit für diesen Abstand die Schwankungen nicht größer als etwa 1/25 des Durchmessers eines Wasserstoffatoms sein dürfen, kann man die

4


143

ungeheuren Anforderungen an die Stabilität des LISA-Systems erahnen. Auf der anderen Seite verspricht das LISA-Projekt eine einmalige Möglichkeit, so tief wie auf keine andere Weise in die Frühzeit des Universums hineinzuschauen. Um die ungeheuren technologischen Probleme dieser Mission zu bewältigen, sollen in ersten Schritten Vorgänger-Sonden auf eine elliptische Bahn ins Weltall geschossen werden. Dabei wird u. a. ein ferngesteuertes Kontroll- und Steuersystem erprobt, das die minimalen Korrekturen der Bahn- und Lageparameter der Satelliten ermöglicht. Ferner werden die optischen Komponenten wie das Lasersystem und die Interferometer-Konstruktion getestet, an deren Entwicklung das Albert-Einstein-Institut in Hannover federführend beteiligt ist. Auf jeden Fall stellt das angestrebte Experiment zum Nachweis von Gravitationswellen mittels Laser-Interferometer im Weltraum eine der größten Herausforderungen an die schöpferischen und technologischen Fähigkeiten moderner Forschung dar.

13

I

Literatur

Bäuerle, Dieter: Laser: Grundlagen und Anwendungen in Photonik, Technik, Medizin und Kunst, Wiley-VCH Verlag, Weinheim, 2009 Eichler, Jürgen; Eichler, Hans Joachim: Laser – Bauformen, Strahlführung, Anwendungen, Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York, 6. AuÁage 2006 Hecht, Jeff: Understanding Lasers, IEEE Press Understanding Science and Technology Series, 3rd edition, 2008 Hügel, Helmut; Graf, Thomas: Laser in der Fertigung – Strahlquellen, Systeme, Fertigungsverfahren, Verlag Vieweg und Teubner, Wiesbaden, 2. AuÁage 2009 Kneubühl, Fritz Kurt; Sigrist, Markus Werner: Laser, Verlag Vieweg und Teubner, Wiesbaden, 7. AuÁage 2008

13

I

Bildnachweis

Abbildung 2.4 Brunner, W.; Radloff, W.; Junge, K.: Quantenelektronik – Eine Einführung in die Physik des Lasers, VEB Deutscher Verlag der Wissenschaften, Berlin 1975 Abbildungen 3.6 und 4.2 Eichler, J.; Eichler, H. J.: Laser – Bauformen, Strahlführung, Anwendungen, Springer-Verlag Berlin Heidelberg New York, 6. AuÁage 2006 Abbildungen 4.3, 4.4, 4.5, 4.15, 4.16 stark modiÀziert nach Hecht, J.: Understanding Lasers, IEEE Press Understanding Science and Technology Series, 3rd ed. 2008 Abbildung 4.9 ROFIN-SINAR Laser GmbH, Hamburg Abbildungen 4.8, 4.10, 4.11 Hügel, H; Graf, T.: Laser in der Fertigung – Strahlquellen, Systeme, Fertigungsverfahren, Verlag Vieweg und Teubner, Wiesbaden, 2. AuÁage 2009 Abbildungen 4.12, 4.13 Bäuerle, D: Laser: Grundlagen und Anwendungen in Photonik, Technik, Medizin und Kunst, Wiley – VCH Verlag, Weinheim, 2009 Abbildung 4.14 B. N. Chichkov, Laser Zentrum Hannover Abbildungen 4.24, 4.25, 4.26 W. Radloff, Max-Born-Institut für Nichtlineare Optik und Kurzzeitspektroskopie, Berlin

13

I

Stichwortverzeichnis

A

D

Ablation 85, 90, 102 above threshold ionization 110 Absorption 1, 113 gesättigte 55f, 117 lineare 85, 113î115 nichtlineare 85, 97, 100 Alferov, Z. 138 Argon-Ionen-Laser 20f

Differenzfrequenz-Erzeugung 48f Diodenlaser 25, 69f, 80 Doppelspalt-Experiment 38f

B Basov, N. G. 2 Besetzungsinversion 2, 15î29 Bloembergen, N. 138 Bose-Einstein-Kondensat 120 bunching effect 45f

C CD- und DVD-Speicher 69î72 blue ray disc 71 Speicherkapazität 71 chirped pulse ampliÀcation 60 Chu, S. 119 CO2-Laser 22f Cohen-Tannoudji, C. 119 Cornell, E. 138

E Einstein, A. 1, 81, 140 Emission 1 induzierte 1, 39 spontane 1, 37 Er:YAG-Laser 100 Excimer-Laser 21f, 92

F FarbstofÁaser 24 Faserlaser 18, 84 Fein- und Hyperfeinstruktur von Spektren 118, 138 Feldstärke, elektrische 31, 37, 45, 47 Femtochemie 128î131 bimolekulare Reaktionen 128î130 monomolekulare Reaktionen 128 Festkörperlaser 16î19, 58, 107 Frequenztransformation 47î55

150


G Gabor, D. 138 Gaslaser 19î23 Glauber, R. 138 Gütemodulation 55f

H Hänsch, T. W. 137 Halbleiter-Laser 25, 68 half cycle-Impuls 57 Hall, J. 137 HarmonischenErzeugung 47î49 Helium-Neon-Laser 19f HochauÁösende Spektroskopie 112î120 Hochenergie-Laser 107î109 Höhere Harmonische 53î55 Anwendung 55, 58 Erzeugung 53f Holographie 103î105

I IntensitätsÁuktuationen 44, 46 Interferenz von Lichtwellen 37, 43

K Kao, C. 78 Ketterle, W. 138 Kohärente Anregung benachbarter Molekülzustände 126f Kohärenz 37î46 höherer Ordnung 43î46 räumliche 39 zeitliche 40 Kohärenzlänge 41î43, 105 Kohärenzvolumen 43 Kohärenzzeit 40î42

Konstanz von Naturkonstanten Kroemer, H. 138

139

L Laser-Abstandsmessung 65f Laser-Augenbehandlung 100î103 Korrektur von Sehfehlern 102f LASIK-Verfahren 102 Netzhaut anpunkten 100f Laserbedingung 13î15 Laserchirurgie 99 Laser-Dermatologie 99f Laserdrucker 73î75 Laserfernsehen 75 LaserÁuchtung 63f Laserfusion 108 Lawson-Kriterium 108 Lasergyroskop 64f Laserkühlen 119, 135 Laser-Lithographie 92î94 Lasermoden 9î13 axiale 10, 56 Einmodenbetrieb 27, 35, 42f Grundmodus TEM 00 12 transversale 12 Laser-Nachrichtenübertragung 78î81 Übertragungsbandbreite 80 Übertragungskapazität 79f Wellenlängen-Multiplexing 79f Laserniveau 16 Elektronenzustand 21, 27 oberes 16 Schwingungs-RotationsZustand 22f unteres 16, 19, 21


Laserplasma 28, 37, 85, 110 Laserpointer 69 Laserprinzip 7î29 Laserresonator 7î9 Eigenschwingungen 8î10 Fabry-Perot-Resonator 8 Resonatorspiegel 8, 27 Laserverluste 13f Laserverstärkung 7, 14 nichtlineare Sättigung 15, 46 spektrales ProÀl 9, 11, 14 Lichtleiter 76î78 Gradientenfaser 77 Monomodefaser 78 Multimodefaser 78 Stufenindexfaser 77 LIDAR-Verfahren 66î68 differenzieller Gasnachweis 67f Entfernungsmessung 66f SpurengasîAnalyse 67, 139 Lineare Laserspektroskopie 112î117 Absorptionsmessung 113î115 Fluoreszenz-Nachweis 116 Gasanalyse 114 optoakustischer Detektor 115f Linienbreite der Laserstrahlung 34f, 41 breitbandige 36, 106, 135 Monochromasie 34, 43 schmalbandige 34, 42, 113, 134 Lumineszenzdiode 25

M Maiman, T. 2 Makromaterialbearbeitung 85î90 OberÁächenhärten 89f

151

Schneiden 86î88 Schweißen 88f Marktvolumen für Laser 3, 84 Maser 2, 8 Michelson-Interferometer 40f, 105, 140î143 Mikromaterialbearbeitung 90î98 direktes Schreiben 90f Mikroprojektion 91f Strukturbreite 92î94 Mikrostrukturierung im Volumen 96î98 Modensynchronisation 56 Moleküldissoziation, ultraschnelle 122, 125f, 128 Molekularstrahltechnik 117, 123f

N Nachweis von Gravitationswellen 139î143 GEO 600 140 Laser Interferometer Space Antenna 141 Nd:Glas-Laser 28, 59 Nd:YAG-Laser 17f, 59 Nichtlineare Spektroskopie 117î120, 134 Dopplerfreie Spektroskopie 118 Sättigungsspektroskopie 118f, 134

O Optik, nichtlineare 47î49 Optisch Parametrischer Oszillator 51

152


Optische Kohärenztomographie 105f Optischer Frequenzkamm 135î139 Optischer Zeitstandard 137

P Parametrische Fluoreszenz 50f parametrische Verstärkung 51 spontane 50f Phasenanpassung 49 Phasensynchronisation 56 Phillips, W. D. 119 Photodynamische Therapie 100 Photoisomerisation, ultraschnelle 128, 131 Photonenkoinzidenzen 44 systematische 45f zufällige 45f Photonenstatistik 44, 46 Polarisation der Laserstrahlung 31, 81, 87f des Lasermediums 47f Prochorov, A. M. 2 Pumpmechanismus 15f elektrischer 25 Elektronenstoß 19î22 optischer 16î19, 24 Pump-Probe-Verfahren 121î123

Q Quantenkommunikation 81î83 Quantencomputer 82f Quantenkryptographie 82 Quantenwirkungsgrad 20, 23

R Ramanstreuung, stimulierte 53 Relaxationsprozesse, ultraschnelle 126, 132 interne Konversion 126, 132 intramolekulare Schwingungsrelaxation 126 Röntgenlaser 27î29, 105 Rubinlaser 16

S Schawlow, A. L. 2 Schichtabscheidung, strukturierte 94î96 photolytisch 95f pyrolytisch 94 Schrotrauschen 46, 141 Selbstphasenmodulation 53 Self-Referencing-Methode 137 StrahlproÀl, räumlich 12 kollimierter Strahl 32, 34 Laserfokus 33, 37 Strichcode-Lesegerät 72f Summenfrequenz-Erzeugung 48f Suszeptibilität 48 lineare 48 nichtlineare 48f

T Thermisches Licht 37î39, 44f Titan-Saphir-Laser 18, 57, 60, 121 Townes, C. H. 2

U Ultrahohe Laserfelder 110î112 relativistische Elektronen 111f Teilchenbeschleunigung 111

153


Ultrakurze Laserimpulse 55î58 Anwendung 105, 126î134 Erzeugung 55î58 Ultraschnelle Prozesse in Biomolekülen 131î134 DNA-Basen 132î134 Rhodopsin 131

V Verschränkung von Photonen 81f

51,

W Weißlicht-Erzeugung Wieman, C. 138

53

Z Zeitaufgelöste Spektroskopie 121î134 Zewail, A. 128

Laser in Wissenschaft und Technik

Technik, Wissenschaft und Politik: Studien zur Techniksoziologie und Technikgovernance

Zur Metaphysik Neuzeitlichen Wissenschaft Technik

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Wahrheit und Wissenschaft

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Der Mensch und die Technik

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Gesellschaft und die Macht der Technik

Berufs- und Karriere-Planer: Technik 2007 2008

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Fussball. Kondition, Technik, Taktik und Coaching

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GedankenMedizin - Heilkunst zwischen Philosophie, Wirtschaft und Wissenschaft

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Industrielles Luftfahrtmanagement: Technik und Organisation luftfahrttechnischer Betriebe

Opportunities in Laser Technology

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