LASER I, Dez

LASER I (Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation)
Dez. 2006 – Huber Oliver 9811289, B411066819
1. Eigenschaften des Lichts
Eine Welle ist eine Form der Energieausbreitung. Dabei oszilliert die Amplitude mit
fortschreitender Zeit bzw. fortschreitender Strecke.
Die Energie elektromagnetischer Strahlung ist nicht kontinuierlich verteilt,
hc
sondern in einzelnen Paketen, den Quanten, mit der Energie: E  h 
. Die

Quanteneigenschaft des Lichts zeigt sich im Photoeffekt, bei dem ein Photon
(Boson, Spin=1; Ladung=0) von einem Atom unter Emission eines Elektrons
absorbiert wird, und im Compton-Effekt, bei dem ein Photon mit einem freien
Elektron zusammenstößt und dabei Energie verliert, nach dem Stoß also eine
größere Wellenlänge besitzt.
Die Wellennatur des Lichts folgt aus jedem Beugungs- und
Interferenzexperiment. Aus dem Abstand der Interferenzstreifen läßt sich, mit
den bekannten Abmessungen des Doppelspalts, auch die Wellenlänge des
verwendeten Lichts bestimmen. Mit der Lichtgeschwindigkeit c errechnet
c
man dann nach der Formel   für die entsprechenden Frequenzen  .

Nach Einstein ist die Ruhemasse von Photonen Null. Eine „Masse“ bekommen sie erst nach der speziellen
Relativitätstheorie (Äquivalenz von Masse und Energie) als Folge ihrer (Licht-)Geschwindigkeit.
h
h h
 p
 . Jegliche elektromagnetische
2
c

c
Strahlung, von Radiowellen bis zur Gammastrahlung, ist in Photonen quantisiert. Das bedeutet, die kleinste
Menge an elektromagnetischer Strahlung beliebiger Frequenz ist ein Photon. Photonen haben eine unendliche
natürliche Lebensdauer, können aber bei einer Vielzahl physikalischer Prozesse erzeugt oder vernichtet
werden. Ein freies Photon befindet sich nie in Ruhe, sondern bewegt sich immer mit der
Lichtgeschwindigkeit. In optischen Medien ist die effektive Lichtgeschwindigkeit im Vergleich zur
Der Impuls p eines Photons ist, da E  mc 2  h  m 
Vakuumlichtgeschwindigkeit aufgrund der Wechselwirkung der Photonen mit der Materie verringert. Da
Photonen Energie besitzen, wechselwirken sie gemäß der Allgemeinen Relativitätstheorie mit der Gravitation.
Photonen können auf vielerlei Arten erzeugt werden, insbesondere durch Übergänge ("Quantensprünge") von
Elektronen zwischen verschiedenen Zuständen (z. B. verschiedenen Atom- oder Molekülorbitalen oder
Energiebändern in einem Festkörper). Photonen können auch bei nuklearen Übergängen, TeilchenAntiteilchen-Vernichtungsreaktionen, oder durch beliebige Fluktuationen in einem elektromagnetischen Feld
erzeugt werden.
2. Schwarzer Strahler
Die Quantisierung der elektromagnetischen Strahlung geht letztendlich auf die Erklärung der
Schwarzkörperstrahlung durch Max Planck im Jahr 1900 zurück (Plancksches Strahlungsgesetz). Die
Quantisierung damit, dass die Oszillatoren in den Wänden der Schwarzkörperresonatoren nur diskrete
Energiemengen mit dem elektromagnetischen Feld austauschen können.
Der Schwarze Körper absorbiert
definitionsgemäß die gesamte auf
seine
Oberfläche
einfallende
Strahlung sein Absorptionsvermögen
ist höchstmöglich (gleich 1) für alle
Wellenlängen. Der Schwarze Körper
ist aber nicht nur der beste
Absorbant, sondern auch der ideale
Strahler, der sich durch größ
tmögliche
Strahlungsdichte
bei
gegebener Temperatur auszeichnet.
Ein Schwarzer Körper läßt sich näherungsweise als Hohlraum mit thermisch isolierten Wänden realisieren, in
dessen Wandung ein kleines Loch gebohrt wurde. Dieses Loch ist natürlich unbedingt notwendig, um die
Strahlung eindringen zu lassen aber auch um die im Innern vorhandene Strahlungsdichte überhaupt messen zu
können. Daß ein derartiger Körper die gesamte auf das Loch eintreffende Strahlung absorbiert, erkennt man
anhand der Abbildung . Die Atome der Wände tauschen fortwährend Energie mit der Strahlung aus. Das
innere thermische Gleichgewicht soll durch die kleine Bohrung nur unwesentlich gestört sein und die
enthaltene Gleichgewichtstrahlung kann mit der Strahlung des Schwarzen Körpers identifiziert werden.
Daraus folgt, daß die Strahlungsdichte der Hohlraumstrahlung (realisierbarer Schwarzer Körper) von der Art
des Materials und der Oberflächenbeschaffenheit der Wände unabhängig sein soll. Die experimentell meßbare
Strahlungsdichte muß daher eine universelle, allein von  und T abhängige Funktion sein, die aus allgemein
physikalischen Prinzipien herzuleiten sein müßte.
3. Moden (Eigenschwingungen) der schwarzen Strahlung
Mode = Quantisierung durch geometrische Einschränkung, sprich Eigenlösungen der Wellengleichung
mit Randbedingungen – stehende Welle mit Knoten an bestimmten Stellen.
Nach der klassischen Theorie verteilt sich die Energie der Strahlung in sog. Moden, d. s. stehende Wellen mit
Knoten an den Wänden des Hohlraums. Die vom Schwarzen Körper ausgesandte elektromagnetische
Strahlung kann durch die spektrale Verteilungsfunktion oder spektrale Energiedichte  ( , T ) charakterisiert
werden. Um die Anzahl N ( ) der Schwingungsmoden (Eigenschwingungen) herzuleiten, betrachten wir als
Hohlraum (da die Strahlungsdichte von seiner Beschaffenheit unabhängig sein soll) einen metallischen
Würfel mit der Kante a . Wegen der metallischen Wände verschwindet an der Wandoberfläche die parallele
Komponente der Feldstärke (
) und im Hohlraum können nur stehende elektromagnetische Wellen
existieren. Unter diesen Voraussetzungen erhält man für die möglichen Wellenlängen stehender Wellen
parallel
zu
einer
Würfelkante:
Entsprechend,
gilt
für
die
möglichen
Frequenzen
 ( , T )
(da
):
Rayleigh-Jeans-Theorie:
Die
spektrale
Energiedichte
kann
als
3
 ( , T )  NkT ausgedrückt werden. Die Anzahl der Schwingungsmoden im Volumen V ( a ) pro
dN 8 2
dE
8 2
  ( , T )V  3 kTV.
 3 V . Somit ist die Energie pro Volumen:
d
d
c
c
Das ist exakt das Rayleigh-Jeans-Strahlungsgesetz. Es geht nämlich davon aus, dass auch die
elektromagnetischen Eigenschwingungen in einem Hohlraum echte Freiheitsgrade des Systems sind und sich
deshalb statistisch mit der Strahlungsenergie kT auffüllen müssen. Dies sollte in Wechselwirkung mit den
Atomen der Wände geschehen, von denen die entsprechenden Eigenfrequenzen in den Hohlraum emittiert
und aus diesem auch wieder absorbiert werden, sodass sich das thermische Gleichgewicht zwischen
Wandtemperatur und Strahlungsenergie in den Schwingungsmoden (Eigenschwingungen) herstellt. Diese
Überlegung ist nach der klassischen Thermodynamik zwingend. Weil aber die Zahl der Moden mit der
Frequenz sehr stark anwächst, führt dies, zusammen mit dem Gleichverteilungssatz der Thermodynamik, zur
UV-Katastrophe.
Frequenzintervall lautet:
Plank’sche Quantenhypothese:
Nur folgt die Natur nicht der absurden Vorgabe des Rayleigh-Jeans-Gesetzes, die Energiedichte müsse sich
mit wachsender Frequenz ins Unendliche steigern. Das stand im Widerspruch mit der Erfahrung, jedoch
musste das Rayleigh-Jeans-Gesetz einen wahren Kern besitzen, da es für niedrige Frequenzen erfüllt war.
Diese Überlegungen führten zur Planckschen Hypothese (1900): Die Energie einer stehenden Welle der
Frequenz  eines Hohlraumstrahlers (harmonischer Oszillator) kann nicht jeden beliebigen Wert annehmen,
sondern nur um diskrete Energiebeträge En  nh
harmonischen Oszillators ist daher gequantelt.
n  0,1,2,3,... erhöht werden. Die Energie eines
Höhere Energien En sind aber nach der Boltzmann-Statistik gegenüber dem Zustand niedrigster Energie E0 in
Nn
 e ( En  E0 ) / kT  e nh / kT benachteiligt. Um
N0
den Plank’schen Gedanken zu Ende zu führen, muss man die Zustandsdichte der Eigenschwingungen
(Moden) im Hohlraum jetzt nicht mit dem frequenzunabhängigen, klassischen Wert kT multiplizieren,
sondern mit einem mittleren Energieinhalt, den man aus der Bose-Einstein-Statistik der Anregungsstufen
8 2
1
). wobei der 1. Faktor die
berechnen kann. Somit folgt für die Energiedichte:  ( , T )  3 h ( h / kt
c
e
1
Anzahl der elektromagn. Eigenschwingungen (Moden) eines Hohlraumresonators pro Volumen und
Frequenzintervall, der 2. Faktor das Plank’sche Wirkumsquantum ([Js]:=Wirkung-Energie x Zeit) und der 3.
Faktor die mittlere Anzahl der Energiequanten mit der eine Eigenschwingung der Frequenz  bei der
Temperatur T besetzt ist, dar.
ihrer Besetzungswahrscheinlichkeit um den Boltzmann-Faktor:
Wien’sche Strahlungsgesetz:
Also stoppt der exponentiell mit der Frequenz abfallende Boltzmann-Faktor den quadratischen Anstieg der
Energiedichte
im
R-L-Gesetz
und
führt
ihn
in
das
Strahlungsgesetz
von
Wien:
 / T
11
I ( )  e
,   4,8 10 K / Hz
über. Dieses besagt, dass die Intensität im kurzwelligen Bereich näherungsweise exponentiell mit dem
Verhältnis aus Frequenz und absoluter T abfällt.
Wien’sche Verschiebungsgesetz:
Mit wachsender T verschiebt sich das Spektrum in den kurzwelligen Bereich, und zwar gilt für die
Wellenlänge maximaler Intensität: max T  const  2,9mmK.
Stefan-Boltzmann’sches Strahlengesetz:
Integriert man über das ganze Spektrum, wächst die von einem schwarzen Körper pro Flächeneinheit
emittierte
Strahlungsleistung
proportional
zur
4.
Potenz
der
absoluten
Temperatur:
dP (T )
E s (T )  s
 T 4 ,   5,67 10 8 W / m 2 K 4
dA
4. Physikalische Grundlagen
Wir betrachten Atome in einem Zustand mit der Energie Ek, die in ein `Photonenbad' getaucht werden und
durch Photoneinfang in einen Zustand mit der Energie Ei = Ek + h  übergehen können. Der höhere
Energiezustand sei noch nicht vollständig besetzt.
Es gibt drei Mechanismen, den Energiezustand eines Atomes zu ändern:



Absorption eines Photons aus dem Strahlungsfeld: E1  E2. Wahrscheinlichkeit B12. Das
funktioniert nur, wenn für die Photon-Frequenz gilt: h  = E2  E1.
Ein isoliertes Atom im angeregten Zustand i kann durch spontane Emission eines Photons (also ohne
äußere Einwirkung) in den tieferen Zustand k übergehen: E2  E1. Wahrscheinlichkeit A21
Das Strahlungsfeld kann auch die Emission beeinflussen, nämlich einen Übergang induzieren:
induzierte oder `stimulierte' Emission eines Photons: E2  E1. Wahrscheinlichkeit B21. Natürlich
muss auch hier die Frequenz stimmen: h  = E2  E1 für die induzierenden und für die induzierten
Photonen.
Wichtig: Das primäre Photon und die von ihm ausgelösten sekundären Photonen fliegen in die gleiche
Richtung und `schwingen' in Phase.
Stimulierte Emission: „wenn mehr oben als unten“
Absorption: „wenn mehr unten als oben“
Wir sind an der induzierten Emission interessiert, denn so bekommen wir Photonen, die sich kohärent
überlagern.
Interpretation und Konsequenzen:



Bis auf die statistischen Gewichte sind die Einstein-Koeffizienten für induzierte Absorption und
induzierte Emission gleich.
Wegen N2 < N1 wird ein einlaufendes Photon also mit höherer Wahrscheinlichkeit absorbiert als durch
induzierte Emission `verdoppelt'.
Das Verhältnis von spontaner zu induzierter Emission steigt stark mit der Frequenz.

Unter normalen Bedingungen ist der Beitrag der induzierten Emission relativ zur spontanen Emission
vernachlässigbar klein:
Auch klassisch kann man die induzierte Emission qualitativ verstehen: Oszillatoren werden besonders stark
angeregt, wenn sie mit der Resonanzfrequenz stimuliert werden; sie strahlen dann auch bei dieser Frequenz
ab.
5. Laser-Prinzip
Idee: Licht soll kohärent verstärkt werden, d.h. ein
einlaufendes Photon (mehrfach) `geklont' werden.
Schickt man aber Photonen durch `normale Materie', so
überwiegt die Absorption (s.o.). Ausweg: Durch
`Tricks' erzielt man im aktiven Medium eine
Besetzungsinversion N2 > N1, d.h. man verlässt das
N
e  E1 / kT
thermische Gleichgewicht 1   E2 / kT  e ( E2  E1 ) / kT
N2 e
Das zweite Problem besteht in der
unerwünschten
(da
nicht
kohärenten)
spontanen Emission. Den Anteil dieser
Photonen kann man reduzieren, indem man
nur die induzierten Photonen in einem
optischen Resonator sammelt, während die
isotrop ausgesandten spontanen Lichtteilchen
effektiv ausgedünnt werden. Das führt zum
Anstieg der Strahlungsdichte in einem engen
Frequenzband und damit erhöht sich der
Anteil der induzierten Emission relativ zur
spontanen.
Der optische Resonator besteht aus zwei
ebenen oder leicht gewölbten Spiegeln, die ein
hohes Reflexionsvermögen besitzen. Durch
einen der beiden soll ein Teil der Strahlung ausgekoppelt werden. Ein (durch spontane Emission entstandenes)
Photon, das (fast) genau entlang der Spiegelachsen fliegt, wird zwischen den Spiegeln `gefangen' und erzeugt
beim Durchfliegen des Mediums eine steigende Zahl von `Klons', die alle in die gleiche Richtung fliegen.
Es baut sich eine stehende Welle auf, wenn der Abstand der Spiegel
d m

2
m
c
2
m  1,2,3,... erfüllt.
Das aus dem Resonator (z.B. durch einen halbdurchlässigen Spiegel) austretende Laserlicht hat die folgenden
interessanten Eigenschaften:



große Kohärenzlänge
Monochromatizität
starke räumliche Bündelung
Emmision und Absorption von Strahlung – Einsteinkoeffizienten:
Es ist also eine auffällige phys. Erscheinung, dass Atome Energie nur in wohldefinierten Beträgen aufnehmen
oder abgeben! Diese Beobachtung hat bekanntlich dazu geführt anzunehmen, dass Atome diskrete
Energiezustände (Niveaus) besitzen, und ist damit der Ausgangspunkt für die Entwicklung der
Quantenmechanik gewesen. Bei der Absorption oder Emission von Licht finden Übergänge zwischen den
Energieniveaus statt. Ein Übergang zwischen einem Zustand 1 mit der Energie 1 zu einem Zustand 2 mit der
Energie 2 kann auftreten, wenn ein Photon der Energie h 21  E2  E1 absorbiert wird. Bei einem Übergang
des Atoms vom Zustand 2 in den Zustand 1 wird ein Photon derselben Energie emmitiert. Damit bleibt bei
den optischen Übergängen die Energie des Systemes: „Atom + Strahlungsfeld“ erhalten.
Ein Atom besitzt grundsätzlich unendlich viele diskrete Energieniveaus. In sehr vielen Fällen braucht man
jedoch nur 2 Energieniveaus: „Grundzustand“ und „angeregter Zustand“ (Zweiniveauatom – Abstraktion:
Zustände sind nicht entartet, d.h. sie besitzen keine Unterzustände).
Die Häufigkeit der Absorptionsprozesse, die durch ein Strahlungsfeld induziert werden, hängt sicherlich von
der Zahl der Atome und von der Energiedichte ab, die das Strahlungsfeld in der Umgebung der
„Resonanzfrequenz“  21 besitzt. Man bezieht sich zweckmäßigerweise auf die Zahl der Übergänge/Volumen.
Diese Teilchendichte der Atome im Zustand i je Volumeneinheit sei N i . Die Energiedichte bezieht man auf
die Frequenzeinheit und wird als  ( ) , die „spektrale Energiedichte“ bezeichnet. Sie gibt den Energieinhalt
des Feldes pro Volumen- und Frequenzeinheit bei der Frequenz  an. Der einfachste plausible Ansatz, den wir
für die Abnahme von N1 durch Absorptionsprozesse machen können, ist:
dN1
  B12  ( ) N1
dt
B12 ist eine Proportionalitätskonstante, die von den Eigenschaften des speziell betrachteten Überganges
abhängen soll. Man erwartet, dass es zu einem Prozess der „induzierten Absorption“ einen Umkehrprozess
gibt: Das Strahlungsfeld sollte Übergänge aus dem Zustand 2 in den Zustand 1 induzieren. Diesen Prozess
bezeichnen wir als „induzierte Emission“.
dN 2
  B21  ( ) N 2
dt
Es treten somit keine Absorptionsprozesse auf, wenn kein Strahlungsfeld vorhanden ist, jedoch sollte ohne
Strahlungsfeld auch keine Emissionsprozesse auftreten, jedoch widerspricht dies den experimentellen
Befunden. Diesen Prozess bezeichnet man als „spontante Emission“ (vgl. radioaktiver Zerfall).
dN 2
  A21 N 2
dt
A21
3
 8h 3
B12
c
und
B21
1
B12
Das Verhältnis von spontaner Emission zu induzierter Emission hängt nicht davon ab, welchen speziellen
atomaren Zustand man betrachtet, weiters ist die Zuname mit der 3. Potenz der Frequenz zu beachten.
dN 2
3
8h 3
dt spon tan
c

dN 2
 ( )
dt induziert
Die induzierte Emission erlaubt es die Zahl der Photonen in einem Strahlungsfeld zu vermehren, indem man
es mit angeregten Atomen wechselwirken lässt. Die Intensität des Strahlungsfeldes wird dadurch verstärkt,
dass die in den angeregten Atomen gespeicherte Energie zugeführt wird. Da die induzierten Photonen die
gleiche Eigenschaften besitzen sollen: Frequenz, Polarisationsrichtung, Phase. Es müssen daher 2 Probleme
überwunden werden:
-
induzierte Emission wahrscheinlicher wird als die spontane
keine Verstärkung der Welle durch die Absorption
Aus der Tatsache, dass der Zustand 2 eine endliche mittlere Lebensdauer Ts hat, lässt sich schliessen, dass er

energetisch unscharf ist:   . Wenn die Besetzung des Zustandes 2 exponentiell mit der Zeitkonstante
Ts
Ts abnimmt, so nimmt auch die Intensität des spontan emittierten Lichtes mit der gleichen Zeitkonstante ab.
Somit besteht das Licht aus gedämpften Wellen der Frequenz  21 besteht. Eine derartige gedämpfte Welle ist
nicht mehr exakt monochromatisch, sondern besitzt eine Spektralverteilung, sprich eine natürliche
Linienbreite – homogene Verbreiterung: damit will man ausdrücken, dass alle Teilchen in einem Ensemble
bei gleichen Frequenzen und mit der gleichen Linienform absorbieren und emittieren.
-alle Atome wechselwirken gleich mit dem Lichtfeld
-Lebensdauerverbreiterung
-Stoßverbreiterung durch Stöße der Atome untereinander
-„Stöße“ mit Phononen in Festkörpern
Sehr häufig tritt der Fall ein, dass verschiedene Teilchen eines Ensembles bei etwas unterschiedl. Frequenzen
absorbieren oder emittieren. In diesem Fall spricht man von einer inhomogenen Verbreiterung. Der
bekanntese Mechanismus für eine inhomogene Verbreiterung ist der Dopplereffekt.
-Atome verhaten sich unterschiedlich bei der Wechselwirung,
-jedes Atom hat eine eigene Absorptonsfrequenz
-Doppler-Verbreiterung
-Unterschiedliche Umgebung in Festkörpern, z.B. in Gläsern
6. Laserarten
In einem technischen Laser wird das Licht durch eine geeignete Anordnung zweier Spiegel immer wieder
durch das Gebiet, in dem Besetzungsinversion (im aktiven Medium z. B. "Nd:YAG-Kristall" oder
"Kohlendioxid-Gas") herrscht, geleitet. Eine solche Anordnung nennt man optischen Resonator (lat. resonare
= zurücksingen, hallen). Im Resonator wird das Licht beim Hin- und Herlaufen zwischen den beiden Spiegeln
immer weiter verstärkt, bis der Leistungszuwachs innerhalb des Systems durch die Abnahme der
Besetzungsinversion und die immer stärker ansteigenden Verluste ausgeglichen wird. Einer der beiden
Spiegel ist teilweise (typisch: Promille bis 15%, je nach Verstärkung) durchlässig, um Licht aus dem Laser
auskoppeln zu können. Die Feldstärke innerhalb des Resonators ist dadurch viel höher als die ausgekoppelte
Leistung. Lasermedien mit sehr hoher Verstärkung können auch mit nur einem Spiegel oder ganz ohne
Spiegel lasern (Superstrahler, z.B. Stickstofflaser).
Ausgangsleistungen von typischen Lasersystemen reichen von wenigen Mikrowatt (µW) bei Diodenlasern bis
zu einigen Terawatt (TW) bei gepulsten Femto- oder Attosekunden-Lasern mit externer Verstärkung.
Die Energie, welche benötigt wird, um die Atome oder Moleküle in die angeregten Zustände zu versetzen,
muss dem System von außen zugeführt werden. Dieser Prozess wird als Pumpen bezeichnet. Es kann
elektrisch in Form einer Gasentladung, durch Injektion von Ladungsträgern beim Halbleiterlaser oder optisch
durch das Licht einer Gasentladungslampe (Blitzlampe oder Bogenlampe) oder eines anderen Lasers
stattfinden. Auch eine chemische Reaktion kann zum Pumpen dienen. Beim Freie-Elektronen-Laser stammt
die Pumpenergie aus dem Elektronenstrahl.
Dauerstrich- oder gepulste Laser
Laserlicht von ungepulsten Dauerstrich-Lasern (englisch: continuous-wave lasers, cw-lasers) ist häufig sehr
schmalbandig (monochrom, einfarbig), das heißt, es besteht aus nur einer Wellenlänge. Insbesondere ist
Dauerstrich-Laserlicht aus stabilen Laserresonatoren aufgrund des Vielfachumlaufes zeitlich beziehungsweise
longitudinal (entlang seiner Ausbreitungsrichtung) kohärent, was bedeutet, dass die ausgesandten Wellenzüge
nicht nur mit der gleichen Frequenz schwingen, sondern auch in der Phase über eine lange Strecke konstant
sind. Dadurch zeigt ein solches Licht besonders ausgeprägte Interferenzerscheinungen. Während des
Einschwingvorgangs des Dauerstrich-Lasers tritt zunächst Spiking, das heißt unregelmäßige
Laserimpulsabgabe, auf. Dieses nutzt ein gepulster Laser gezielt aus.
Im Gegensatz zum Dauerstrich-Laser erzeugt ein gepulster Laser Strahlung mit einer prinzipiell größeren
Frequenzbandbreite. Je kürzer die Impulsdauer, desto breiter ist das erzeugte Spektrum (Energie-ZeitUnschärferelation). Die geringsten erzielbaren Impulsdauern liegen heutzutage in der Größenordnung von
Femto- und Attosekunden (siehe auch: Femtosekundenlaser). Bei derart kurzen Pulsen (Länge des
Strahlungspaketes <30 µm, also ein Bruchteil einer Haarbreite) spielt bereits die ausreichende Breitbandigkeit
des verstärkenden Lasermediums eine Rolle. Die Wiederholfrequenz, mit der die Pulse den Laser verlassen,
hängt bei einer Form der instantanen Kerr-Linsen-Modenkopplung (engl. Kerr lens mode locking, ein
Verfahren zur Erzeugung extrem kurzer, stabiler Pulse) von der Resonatorlänge ab: Bei einem Resonator mit
einer Umlauflänge von einem Meter beträgt diese etwa 300 MHz. Aus diesen Pulsen werden oft einzelne
Impulse mittels optischer Schalter herausgeschnitten und weiterverstärkt. Mit einigen weiteren Tricks gelingt
es damit, Spitzenleistungen bis in den Petawatt-Bereich zu erzeugen, die nur noch im Vakuum übertragen und
fokussiert
werden
können.
Die Gütemodulation (Q-switching) mit akustooptischen Güteschaltern oder Pockelszellen sind weitere
Techniken zur Erzeugung energiereicher Laserimpulse mit geringer Dauer.
Mit Lasern gelingt es, Licht in hohem Grade zu kontrollieren bzw. zu manipulieren (Intensität, Richtung,
Frequenz, Polarisation, Phase, Zeit).
a. Festkörperlaser (Rubinlaser)
b.
c.
d.
e.
Halbleiterlaser
Gaslaser
Flüssigkeitslaser
Freie-Elektronen-Laser