DE3633469C2 - - Google Patents

Description

Die vorliegende Erfindung betrifft einen mit verteilter Rückkopplung arbeitenden Laser, wie er im Oberbegriff des Patentanspruchs 1 im Hinblick auf die DE-OS 29 00 728 als bekannt vorausgesetzt wird.

Mit verteilter Rückkopplung arbeitende Laser sind auch aus den folgenden Veröffentlichungen bekannt:

Laser und Optoelektronik, Nr. 3/1984, S. 187-196;
Opt. Commun., Vol. 53, Nr. 4, 1985, S. 238-242;
J. Phys. E: Sci. Instrum., Vol. 17, Heft 11, 1984, S. 1077-1080;
Appl. Opt., Vol. 22, Nr. 21, 1983, S. 3327-3330.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen mit verteilter Rückkopplung arbeitenden Laser gemäß dem Oberbegriff des Anspruchs 1 derart weiterzubilden, daß substrukturfreie Laserimpulse erzeugt werden können, die kürzer sind als es mit dem bekannten Laser möglich ist.

Diese Aufgabe wird durch einen mit verteilter Rückkopplung arbeitenden Laser gemäß dem Oberbegriff des Anspruchs 1 mit dem kennzeichnenden Merkmal des Anspruchs 1 gelöst.

Weiterbildungen und vorteilhafte Ausgestaltungen des erfindungsgemäßen Lasers sind Gegenstand der Unteransprüche.

Das der Erfindung zugrundeliegende Problem und Ausführungsbeispiele der Erfindung werden im folgenden unter Bezugnahme auf die Figuren näher erläutert, dabei werden noch weitere Merkmale und Vorteile der Erfindung zur Sprache kommen. Es zeigt

Fig. 1 und 2 schematische Darstellungen eines mit verteilter Rückkopplung arbeitenden Lasers des aus der DE-OS 29 00 728 bekannten Typs, anhand derer das der Erfindung zugrundeliegende Problem erläutert werden wird, und

Fig. 3 bis 7 schematische Darstellungen von Ausführungsbeispielen der Erfindung, wobei das Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 6 derzeit bevorzugt wird.

Die dem nächstliegenden Stand der Technik entsprechende Anordnung gemäß der oben bereits erwähnten DE-OS 29 00 728 ist in Fig. 1 skizziert. Ein Anregungs- oder Pumpstrahlungsbündel von einem Pumplaser (z. B. einem Stickstofflaser), der vorzugsweise Pumpstrahlungs-Impulse mit einer Halbwertsdauer von weniger als 20 ns und einer Intensität, die die Laserschwelle des Lasermediums um höchstens 20% überschreitet, liefert, fällt senkrecht auf ein als Bündelteiler arbeitendes optisches Beugungsgitter (1), wird dort in die +1. und -1. Beugungsordnung aufgeteilt, die jeweils wieder von zwei mit ihrer Oberfläche senkrecht zur Fläche des Beugungsgitters stehenden Planspiegel (S₁) und (S₂) reflektiert werden, um sich auf der Oberfläche einer Farbstoffküvette (3) zu einer Interferenzfigur zu überlagern. Der eingezeichnete Beugungswinkel ist α. Der Winkel R, den die von den Spiegeln reflektierten Teilstrahlen mit der Normalen auf der Küvettenoberfläche bilden, die ihrerseits parallel zum Beugungsgitter steht, ist ebenfalls eingezeichnet. Es ist sofort ersichtlich, daß α = R ist.

Bezeichnet man nun die Pumplaser-Wellenlänge mit g _P , so wird die Periode Λ der Interferenzstruktur auf der Oberfläche der Küvette durch die bekannte Bragg-Bedingung gegeben:

Λ = g _P /(2sinR). (1)

Ferner ist bekanntlich der Zusammenhang zwischen der Gitterkonstante d des Beugungsgitters, dem Beugungswinkel a und der Pumplaser-Wellenlänge λ _P gegeben durch die Beugungsgleichung:

d sinα = g _P . (2)

Unter Berücksichtigung von α = R ergibt sich durch Einsetzen von (2) in (1)

Λ = d/2. (3)

Aus Gleichung (3) ist ersichtlich, daß die Periode des Beugungsmusters allein durch die Gitterkonstante festgelegt wird und von der Pumpwellenlänge völlig unabhängig ist, was einen Fortschritt gegenüber den vorher üblichen Anordnungen darstellte.

Wenn x den Abstand zwischen den Spiegeln und y den Abstand zwischen Beugungsgitter und Oberfläche der Küvette darstellt, wie in Fig. 1 skizziert, so ergibt sich bei Erfüllung der sogenannten Tangensbedingung

tgα = x/y (4)

eine weitere vorteilhafte Eigenschaft dieser Anordnung. In diesem Falle überlagern sich nämlich Teilwellen, die von einem bestimmten Punkt des Gitters abgebeugt werden, wieder auf einem bestimmten Punkt der Oberfläche der Küvette. Dies ist in Fig. 1 durch je zwei Teilstrahlen angedeutet, die von den eingezeichneten Punkten (A) und (B) des Beugungsgitters ausgehen. Die von Punkt (A) ausgehenden Teilstrahlen sind durchgezogene Linien, die sich auf dem entsprechenden Punkt (A′), und die von Punkt (B) ausgehenden Teilstrahlen sind gestrichelte Linien, die sich im entsprechenden Punkt (B′) auf der Oberfläche der Küvette wieder treffen. Da somit jeweils nur von einem Punkt des Gitters ausgehende und damit zueinander kohärente Teilstrahlen auf der Oberfläche der Küvette miteinander interferieren, wird selbst dann ein klares Interferenzmuster von hoher Sichtbarkeit auf der Oberfläche der Küvette erzeugt, wenn keine räumliche Kohärenz über den Querschnitt des Pumplaserstrahls vorhanden ist.

Bei diesen Ableitungen wurde jedoch vorausgesetzt, daß es sich bei dem Pumplaserstrahl um einen perfekten Parallelstrahl handelt, denn es ist selbstverständlich, daß der Beugungswinkel vom Einfallswinkel und damit auch vom Öffnungswinkel des Pumplaserstrahles abhängt. Ein veränderter Einfallswinkel bedeutet eine Verschiebung der Position des Interferenzmusters auf der Oberfläche der Küvette, und somit bewirkt ein endlicher Öffnungswinkel eine gewisse Verschmierung oder anders ausgedrückt, eine nicht vollständige Modulation des Interferenzmusters.

Eine flüchtige Betrachtung der hier gegebenen Ableitungen der Eigenschaften der Anordnung gemäß Fig. 1 verleitet zu der Annahme, daß der benutzte Pumplaser eine beliebige Spektralbandbreite besitzen könne, da ja die Periodizität des erzeugten Interferenzmusters, wie gezeigt, von der Pumpwellenlänge unabhängig und gerade gleich der halben Gitterkonstante ist. Das ist jedoch nicht der Fall, da bei genauerem Hinsehen zu erkennen ist, daß für eine gegebene Anordnung mit festgelegtem x und y die Tangensbedingung jeweils nur für eine einzige Pumpwellenlänge zu erfüllen ist. Dies wird aus Fig. 2 leicht ersichtlich. Dort ist im wesentlichen wieder die Anordnung von Fig. 1 dargestellt, jedoch sind jetzt die Teilstrahlen einer vorgegebenen Pumpwellenlänge λ _P , die von den zwei Punkten (A) und (B) des Gitters ausgehen, als durchgezogene Linien gezeichnet, während die entsprechenden Strahlen gestrichelt gezeichnet sind, die einer etwas anderen Pumpwellenlänge λ′ _P entsprechen. Während die g _P entsprechenden Teilstrahlen die Tangensbedingung erfüllen, ist das wegen der Wellenlängenabhängigkeit des Beugungswinkels α, wie sofort zu sehen ist, für die Teilstrahlen der von λ _P verschiedenen Wellenlänge λ′ _P nicht der Fall, sondern es treffen sich diese gestrichelten Teilstrahlen zu einem Interferenzmuster höchster Sichtbarkeit erst auf einer Ebene, die zwar ebenfalls parallel zur Oberfläche der Küvette ist, jedoch um einen Betrag Δ y hinter ihr liegt. Man erkennt auch sofort, daß das Interferenzmuster auf der Oberfläche der Farbstoffküvette durch die gestrichelten Teilstrahlen in seiner Sichtbarkeit bzw. seinem Kontrast reduziert wird, da auch noch Licht in den Minima des von den durchgezogenen Teilstrahlen erzeugten Interferenzmusters vorhanden ist. Eine solche Reduktion der Sichtbarkeit des Interferenzmusters kann das ordnungsgemäße Funktionieren eines Lasers mit verteilter Rückkopplung bekanntlich dadurch erheblich beeinträchtigen, daß der Laseremission eine starke spontane Emission überlagert wird.

Im folgenden soll die Größe dieses Effektes abgeschätzt werden, um damit eine klare Einsicht in die Verbesserungen durch die erfindungsgemäße Anordnung vorzubereiten.

Unter Berücksichtigung der obigen Ableitungen ergibt sich gemäß Fig. 1 und Fig. 2 für λ _P :

und für λ′ _P = λ _P - Δλ

Aus Gleichung (5) und (6) ergibt sich

Unter Ausnutzung der Relationen a - b = (a² - b²)/(a + b) und der Näherung f(x - Δ x) - f(x) ≈ f′(x).(-Δ x) ergibt sich

Aus Fig. 2 ersieht man sofort, daß

Aus Gleichung (7) und (8) erhält man

= 2xd² · Δλ/{g _P (d²-² _P )}. (9)

Gleichung (9) bedeutet, daß eine untere Grenze für die räumliche Kohärenzlänge l senkrecht zur Strahlrichtung ist, als l<. Ferner entspricht bekanntlich einer bestimmten räumlichen Kohärenz ein bestimmter Divergenzwinkel Φ des Strahls, der durch

sin Φ < λ _P /l (10)

gegeben ist.

Aus Gleichung (9) und (10) ergibt sich

Φ < arc sinλ _P /l<arc sinλ _P / = arc sin{g² _P (d²-λ² _P )/(2xd²Δλ)} ≈(λ² _P (d²-λ² _P )/(2xd²Δλ-)},

was geschrieben werden kann als

Φ · Δλ < λ² _P (d²-λ² _P )/(2d²x). (11)

Wie man sieht, wird durch das Produkt aus Divergenzwinkel Φ und spektraler Bandbreite das Verhalten des Lasers mit verteilter Rückkopplung in einer Anordnung gemäß Fig. 1 bestimmt.

Ein praktisches Zahlenbeispiel soll dies verdeutlichen. Wählt man λ _P = 340 nm, d = 410 nm, x = 20 mm und benutzt einen Laser mit einer spektralen Bandbreite Δλ = 0,2 nm, so ergibt sich durch Einsetzen in Gleichung (11), daß der Divergenzwinkel Φ < 4,5 mrad sein muß.

Als weiterer Effekt soll noch abgeschätzt werden, inwieweit eine Abweichung δ vom genau senkrechten Einfall des Pumplaserstrahls auf das Gitter nicht nur eine Verschiebung der Position des Interferenzmusters, sondern auch eine Änderung seiner Periode Λ bewirkt.

Von Zs. Bor(Dissertation, Universität Szeged, 1983) wurde diese Beziehung bereits abgeleitet als

wobei n der Brechungsindex der Farbstofflösung ist. Wenn wir verlangen, daß die Verschiebung zwischen den zwei Interferenzmustern, die durch zwei um δ versetzte Teilstrahlen erzeugt werden, nicht mehr als Λ/10 über die ganze Länge L des angeregten Bereichs der Farbstofflösung ausmacht, so kann Gleichung (12) vereinfacht werden zu

δ²L < 5,7 · 10^-5 mm · rad². (13)

Für L = 2 mm bedeutet das beispielsweise δ < 5,3 mrad.

Diese Ergebnisse erweisen sich nun als besonders wichtig im Zusammenhang mit dem Bemühen, unter Verwendung von Farbstofflasern mit verteilter Rückkopplung noch wesentlich kürzere Laserimpulse zu erzielen, als das bisher unter Verwendung dieses Lasertyps möglich war. Dazu ist es notwendig, den Farbstofflaser mit verteilter Rückkopplung bereits mit einem sehr kurzen Pumpimpuls aus einem anderen Farbstofflaser anzuregen. Bei diesen Bemühungen fanden nun Zs. Bor und B. Rácz (Appl. Opt. 24, 1910 (1985)), daß es nicht möglich war, bei einem auf eine Bandbreite von höchstens 0,2 nm begrenzten Farbstofflaser die Impulsdauer auf weniger als 100 ps herunterzudrücken, ohne daß sich eine stark störende zeitliche Substruktur des Farbstofflaserimpulses ergab. Mit anderen Worten: Aus einem zeitlich glatten Verlauf entsprechend einem steilen Anstieg und dann etwa exponentiellen Abfall des Farbstofflaserimpulses entstand eine von Impuls zu Impuls statistisch stark schwankende zeitliche Substruktur von kürzeren Impulsen, die auch eine entsprechende zeitliche Stubstruktur in dem damit gepumpten Farbstofflaser mit verteilter Rückkopplung hervorrief, so daß dieser praktisch nicht brauchbar war. Wurde jedoch der Pump-Farbstofflaser nicht spektral eingeengt, sondern eine Bandbreite von einigen Nanometern zugelassen, so ergab sich wieder ein glatter Verlauf der Impulsform bei gleichzeitig möglicher kürzerer Impulsdauer. Das bedeutet, daß auch die Impulsdauer von Impulsen aus Farbstofflasern mit verteilter Rückkopplung weiter reduziert werden kann, wenn für den Pump-Farbstofflaser eine größere spektrale Bandbreite zugelassen wird, was jedoch nach den obigen Ausführungen mit der bisherigen Anordnung nicht möglich ist. Diese Schwierigkeit wird, wie nun im folgenden erläutert werden soll, durch die erfindungsgemäße Anordnung überwunden.

Erläuterung der Erfindung

Die konzeptionell einfachste Realisation der Erfindung ist in Fig. 3 skizziert. Fig. 3 zeigt nur die für die Erfindung wesentlichen optischen Elemente. Der Pumplaser ist nicht dargestellt, er genügt vorzugsweise den gleichen Bedingungen wie der Pumplaser des aus der genannten DE-OS 29 00 728 bekannten Lasers mit verteilter Rückkopplung. Es kann insbesondere ein Stickstofflaser verwendet werden, der kurze Anregungs- oder Pumpstrahlungsimpulse liefert, deren Dauer vorzugsweise höchstens 20 ns ist und deren Amplitude so gewählt ist, daß der Laserschwellenwert des aktiven Lasermediums (vorzugsweise eine Farbstofflösung) um nicht mehr als 20% überschritten wird.

Die Laseranordnung gemäß Fig. 3 enthält ein erstes optisches Beugungsgitter (1) mit der Gitterkonstante d, ein parallel dazu in einem gewissen Abstand angeordnetes zweites optisches Beugungsgitter (2) mit der Gitterkonstante d/2 sowie eine Farbstoffküvette (3), deren Oberfläche parallel zu den Flächen der Beugungsgitter und im selben Abstand vom zweiten Beugungsgitter angeordnet ist, wie das zweite vom ersten. Bei beiden Beugungsgittern handelt es sich um reine Transmissionsgitter.

Ein senkrecht auf das erste Beugungsgitter (1) auftreffender Pumplaserstrahl wird in zwei Teilstrahlen abgebeugt, die der +1. und -1. Ordnung entsprechen und mit dem Beugungswinkel α austreten, entsprechend sinα = g _P /d. Diese beiden Teilstrahlen treffen auf das zweite Beugungsgitter (2) unter dem Einfallswinkel α auf und werden abgebeugt unter dem Winkel R zwischen der Normalen zum Gitter und dem durchgelassenen Teilstrahl. Da für das zweite Gitter gilt

sin α + sin R = 2g _P /d, (14)

ergibt sich zusammen mit der Beugungsgleichung für das erste Gitter

α = R, (15)

woraus sofort wieder die Periode Λ des auf der Farbstoffküvette erzeugten Interferenzmusters zu Λ = d/2 folgt. Insoweit ist diese Eigenschaft der neuen Anordnung gleich der der alten Anordnung. Während bei der bekannten Anordnung gemäß Fig. 1 und 2 nur die Teilstrahlen einer einzigen Wellenlänge, die jeweils von einem einzigen Punkt des ersten Beugungsgitters (1) ausgingen, auf der Oberfläche der Küvette (3) ein Interferenzmuster hoher Sichtbarkeit ergaben, während für andere Wellenlängen die Tangensbedingung nicht erfüllt war, ist diese Bedingung in der neuen Anordnung gemäß Fig. 3 automatisch für alle Wellenlängen erfüllt. Dies ist gestrichelt für eine wesentlich kürzere Wellenlänge, als sie der durch ausgezogene Linien skizzierten entspricht, in Fig. 3 dargestellt. Die Bestätigung des behaupteten Sachverhalts ergibt sich sofort durch Nachvollziehen der obigen Ableitung für die neue Pumpwellenlänge λ′ _P mit den Beugungswinkeln α′ und R′ oder auch durch einfache Betrachtung aus Symmetriegründen.

Für die Anordnung gemäß der Erfindung kann also eine beliebige Pumpwellenlänge gewählt werden und an die spektrale Bandbreite brauchen bei dieser Anordnung keinerlei Anforderungen gestellt zu werden, im Gegensatz zur bekannten Anordnung. Entsprechend werden auch keine Anforderungen an die räumliche Kohärenz des Pumplaserstrahls gestellt, wie sich unmittelbar aus Fig. 3 ablesen läßt.

Hingegen bleibt bei der Anordnung gemäß Fig. 3 eine Empfindlichkeit gegenüber dem Öffnungswinkel in derselben Art und Weise erhalten wie bei der bekannten Anordnung, ohne daß das hier näher ausgeführt zu werden braucht, insbesondere deshalb nicht, weil sich die daraus folgenden Anforderungen an die Divergenz leicht mit den üblichen Oszillator-Verstärker- Anordnungen erfüllen lassen.

Die Anordnung gemäß Fig. 3 hat jedoch einen relativ niedrigen Gesamtwirkungsgrad, welcher sich durch die Hintereinanderschaltung von zwei Beugungsgittern ergibt, die jedes für sich bereits einen relativ niedrigen Wirkungsgrad besitzen. Dieser Nachteil wird bei der Anordnung gemäß Fig. 4 dadurch vermieden, daß der Erfindungsgedanke mit Hilfe von Reflexionsbeugungsgittern verwirklicht wird. Fig. 4a zeigt eine Draufsicht, Fig. 4b eine Seitenansicht einer solchen Ausführungsform der Erfindung. Die Anordnung enthält wiederum ein erstes Gitter (1) mit der Gitterkonstante d, ein zweites Beugungsgitter (2) mit der Gitterkonstante d/2 und eine Farbstoffküvette (3). Die Ebenen der Beugungsgitter verlaufen wenigstens annähernd parallel zueinander und die Oberfläche der Farbstoffküvette liegt in der Ebene des ersten Beugungsgitters (1), was sich dadurch erreichen läßt, daß die Farbstoffküvette neben dem Beugungsgitter (1) angeordnet, also z. B. wie dargestellt, auf die Oberkante des Beugungsgitters aufgesetzt ist, wie in der Seitenansicht der Fig. 4b gut zu erkennen ist. Die ganze Anordnung ist von oben gesehen, wie aus Fig. 4a ersichtlich ist, symmetrisch zum senkrecht auf das Beugungsgitter (1) auftreffenden Pumplaserstrahl aufgebaut. Die Funktion der Anordnung braucht nicht weiter erklärt zu werden, da alle Gleichungen die für die Anordnung gemäß Fig. 3 aufgestellt wurden, im wesentlichen auch für die Ausführungsform gemäß Fig. 4 gelten, wobei nur an Stelle von transmittierten reflektierte Strahlen treten.

Mit einer Anordnung der in Fig. 4 dargestellten Art läßt sich leicht ein Gesamtwirkungsgrad von <20% erreichen. Ein Merkmal dieser Anordnung besteht darin, daß der Pumpstrahl und die abgebeugten Teilstrahlen nicht in einer Ebene verlaufen.

Wie Fig. 5 zeigt, läßt sich der Erfindungsgedanke dadurch mit besonders geringem apparativen Aufwand realisieren, daß das Gitter (1) zunächst wie bisher und dann noch ein zweites Mal in der zweiten Ordnung an Stelle des dann entfallenden zweiten Gitters benutzt wird, indem jetzt an Stelle des zweiten Gitters (2) der Anordnung gemäß Fig. 4 ein Planspiegel (5) tritt, der, wie in Fig. 5 gezeichnet, in der Mitte eine durchlässige Stelle zum Passieren des Pumplichtstrahles besitzt. Diese Anordnung arbeitet so, daß zunächst wie bisher schon der senkrecht auf das nun einzige Gitter (1) auftreffende Pumplaserstrahl in die +1. und -1. Ordnung abgebeugt wird, die ihrerseits vom Spiegel (5), der parallel zur Fläche des Gitters (1) steht, reflektiert werden und außen auf das Gitter (1) auftreffen, das hier in Autokollimation in 2. Ordnung benutzt wird, wodurch die beiden Teilstrahlen in sich selbst zurückreflektiert werden, um dann nach nochmaliger Reflexion an der Oberfläche des Spiegels (5) auf die Küvette (3) aufzutreffen und dort das Interferenzmuster in der oben beschriebenen Weise zu bilden. Die Farbstoffküvette (3) ist auch hier wieder auf das Gitter (1) aufgesetzt und der Pumplaserstrahl trifft leicht nach oben geneigt auf das Gitter (1) auf, um die Teilstrahlen dann auf der Oberfläche der Farbstoffküvette zur Interferenz zu bringen. Der Gesamtwirkungsgrad der Anordnung gemäß Fig. 5 ist relativ gering, da Beugungsgitter im allgemeinen nicht gleichzeitig hohen Beugungswirkungsgrad für die 1. und 2. Ordnung besitzen. Man kann diesen Nachteil jedoch dadurch etwas verringern, daß die Stellen des Beugungsgitters, die in Autokollimation in 2. Ordnung benutzt werden, durch ein Deckglas mit einer Immersionsflüssigkeit abgedeckt werden, um so einen höheren effektiven Beugungswirkungsgrad zu erreichen.

Die mechanische Stabilität der Anordnung kann erhöht und die Justierung erleichtert werden, wenn gemäß Fig. 6 ein Parallelepiped (6), insbesondere ein Quader aus Quarzglas benutzt wird, dessen Seitenflächen alle entsprechend den optischen Anforderungen geschliffen und poliert sind. Hier wird wieder ein Gitter (1) mit der Gitterkonstante d benutzt, das an das Parallelepiped (6) angedrückt wird und auf dem sich eine Farbstoffküvette (3) befindet, sowie ein zweites Gitter (2) mit der Gitterkonstante d/2, das in der gezeichneten Position auf der dem Gitter (1) gegenüberliegenden Fläche an das Parallelepiped (6) angedrückt ist. Hierbei wird einer der vom ersten Gitter (1) abgebeugten Teilstrahlen an einer Seitenfläche des Parallelepipeds (6) reflektiert, bevor er auf das zweite Gitter (2) auftrifft. Der Hauptvorteil dieser Anordnung besteht darin, daß als zweites Gitter (2) ein Gitter mit stark asymmetrischem Furchenprofil benutzt werden kann, dessen Profilgeometrie gerade so ausgelegt ist, daß die beiden Teilstrahlen mit hoher effektiver Reflektivität in Autokollimation in sich selbst reflektiert werden. (Das bedeutet, daß das zweite Gitter (2) z. B. ein Echelette-Gitter sein kann bzw. ein Gitter mit einem entsprechend gewählten Blazewinkel.)

In Fig. 7 ist eine entsprechende Abwandlung der Anordnung gemäß Fig. 5 unter Benutzung eines quaderförmigen Quarzblocks (6) angedeutet. Bei Verfolgung des eingezeichneten Strahlengangs bedarf die Figur keiner weiteren Erläuterung.

Claims (11)

1. Mit verteilter Rückkopplung arbeitender Laser mit

• a) einem aktiven Lasermedium (3),
• b) einer Pumpstrahlungsquelle zur Anregung des Lasermediums (3),
• c) einem im Pumpstrahlungs-Strahlengang befindlichen, als Bündelteiler für die Pumpstrahlung wirkenden ersten Beugungsgitter (1), das das einfallende Pumpstrahlungsbündel in zwei Teilbündel zerlegt und
• d) einer optischen Anordnung, die die beiden Teilbündel unter Erzeugung einer Interferenzfigur in einer im Lasermedium verlaufenden Fläche vereinigt,

dadurch gekennzeichnet, daß die optische Anordnung ein zweites Beugungsgitter (2) oder einer Teil des ersten Beugungsgitters (1) enthält.

2. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß

• - die optische Anordnung ferner einen ebenen Reflektor (5) enthält, der die von einem ersten Teil des Beugungsgitters (1) erzeugten Teilbündel auf einen zweiten Teil des Beugungsgitters (1) reflektiert und einen Teil der vom zweiten Teil des Beugungsgitters (1) gebeugten Strahlung zurück zum ersten Teil des Beugungsgitters (1) reflektiert; und
• - das aktive Lasermedium (3) neben dem ersten Teil des Beugungsgitters (1) angeordnet ist (Fig. 5).

3. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß

• - das Beugungsgitter (1) an einer Oberfläche eines für die Pumpstrahlung transparenten optischen Elements (6) angeordnet ist;
• - das optische Element (6) so ausgebildet ist, daß die beiden Teilbündel, die von dem im Pumpstrahlungs-Strahlengang angeordneten ersten Teil des Beugungsgitters (1) ausgehenden Teilbündel an den Begrenzungsflächen des optischen Elementes (6) auf den zweiten Teil des Beugungsgitters (1) reflektiert und die von diesem zweiten Teil entgegen der Einfallsrichtung der Bündel rückgebeugte Strahlung an den Begrenzungsflächen des optischen Elementes (6) zum ersten Teil des Beugungsgitters (1) reflektiert wird, und
• - das aktive Lasermedium (3) neben dem ersten Teil des Beugungsgitters (1) angeordnet ist (Fig. 7).

4. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das zweite Beugungsgitter (2) ein Transmissionsgitter ist und im Pumpstrahlungs-Strahlengang zwischen dem ersten Beugungsgitter (1) und dem Lasermedium (3) angeordnet ist (Fig. 3).

5. Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das zweite Beugungsgitter (2) ein Reflexionsgitter ist, welches die von dem ersten Beugungsgitter (1) erzeugten Teilbündel reflektiert, und daß das Lasermedium (3) neben dem Beugungsgitter (1) angeordnet ist (Fig. 4).

6. Laser nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß

• - das Reflexionsgitter an einer Oberfläche eines für die Pumpstrahlung transparenten optischen Elements (6) angeordnet ist;
• - das erste Beugungsgitter (1) an einer anderen Fläche des optischen Elements (6) angeordnet ist;
• - das aktive Lasermedium (3) neben dem ersten Beugungsgitter (1) angeordnet ist und
• - das transparente optische Element (6) sowie die beiden Beugungsgitter (1, 2) so angeordnet sind, daß die vom dem als Bündelteiler wirkenden Beugungsgitter (1) erzeugten Teilbündel auf das Reflexionsgitter fallen und ein Teil dieser Bündel zurück zu dem als Bündelteiler wirkenden Beugungsgitter (1) gelangt (Fig. 6).

7. Laser nach Anspruch 5 oder 6, dadurch gekennzeichnet, daß das Reflexionsgitter als gerichtet reflektierendes Echelette-Gitter ausgebildet ist.

8. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß sich die die Interferenzfigur enthaltende Fläche an der Oberfläche des aktiven Lasermediums (3) befindet.

9. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, dadurch gekennzeichnet, daß das aktive Lasermedium (3) eine Farbstofflösung enthält.

10. Laser nach einem der vorhergehenden Ansprüche, gekennzeichnet durch eine Pumpstrahlungsquelle, welche Pumpstrahlungsimpulse mit einer Dauer von weniger als 20 Nanosekunden liefert.