Die Erfindung bezieht sich auf das Gebiet von Pinho- les (auch als Lochblenden bezeichnet) , die dazu verwendet werden, bei Laserstrahlen eine Ortsfrequenzfilterung vorzunehmen.

Pinholes bzw. Lochblenden zur Ortsfrequenzfilterung von Laserstrahlung sind bereits aus dem Stand der

Technik bekannt. Die konventionellen Pinholes bestehen aus einer absorbierenden oder einer reflektierenden Schicht, die mit einem Loch versehen ist. Kommerziell erhältlich sind Pinholes mit Lochdurchmessern bis etwa 1 μm und Dicken der absorbierenden oder reflektierenden Schicht von bis zu etwa 10 μm. Die Pinholes (alternativ wird im Folgenden auch der Begriff Nadelloch oder Apertur verwendet) sind hierbei beispielsweise in Edelstahl oder eine Kupferfolie präzi- sionsgeätzt. Wichtig ist hierbei eine möglichst idea-

Ie Rotationssymmetrie bzw. Rundheit des Nadellochs und die Freiheit des Lochrands von jeglichen Kantendefekten bzw. Kantenirregularitäten. Problematisch bei den Pinholes ist ihre mögliche Zerstörung auf- grund der übertragenen Wärmeleistung des Lasers bzw. der Laserleistung. Spezialausführungen konventioneller Pinholes für hohe Laserleistungen bestehen deswegen aus speziellen Legierungen (beispielsweise Molybdän) , die zusätzlich mit wärmeableitenden Folien (beispielsweise aus Kupfer) versehen sind. Die Zerstörschwelle solcher Pinholes liegt im Bereich von mehreren MW/cm ² für kontinuierliche Laserstrahlung (Continuous Wave-Strahlung) und etwa bei 1 J/cm ² für gepulste Strahlung.

Der Durchmesser des Fokus eines Laserstrahls und die Länge des Fokus bzw. die Rayleighlänge eines Laserstrahls werden mit zunehmender Divergenz des Laserstrahls kleiner. Zur Ortsfrequenzfilterung geeignete Pinholes müssen damit ebenfalls kleinere Durchmesser und geringere Dicken aufweisen, damit das Pinhole bzw. das Nadelloch nicht den Charakter eines Rohres bekommt, der zu einer ungewollten Beschneidung des Strahls führen würde. Mit bei hohen Divergenzen somit erforderlichen geringen Dicken des Pinholes verringert sich jedoch die Zerstörschwelle des Pinholes (bedingt durch die Absorption oder Reflexion der unerwünschten Strahlanteile durch die konventionellen Pinholes) , was den Einsatz bei sehr hohen Laserleis- tungen unmöglich macht.

Aufgabe der vorliegenden Erfindung ist es daher, ein Pinhole zur Ortsfrequenzfilterung bzw. eine Ortsfre- quenzfiltervorrichtung mit einer Apertur zur Verfü- gung zu stellen, welche die Filterung bzw. Entfernung unerwünschter Laserstrahlanteile mit hoher Genauig-

keit und Effizienz auch bei Einsatz sehr hoher Laserleistungen und hoher Divergenzen des Laserstrahls erlaubt, ohne dass das Pinhole bzw. die Ortsfrequenz- filteϊrvorrichtung zerstört wird oder der Laserstrahl unerwünscht beschnitten wird.

Die erfindungsgemäße Aufgabe wird durch eine ^• Ortsfre- quenzfiltervorrichtung nach Anspruch 1 sowie ein entsprechendes Ortsfrequenzfilterverfahren nach Anspruch 22 gelöst. Vorteilhafte Weiterbildungen sind jeweils in den abhängigen Patentansprüchen beschrieben.

Nachfolgend und in der gesamten Erfindungsbeschreibung wird unter einem Pinhole sowohl die gesamte kör- perliche Vorrichtung (Ortsfrequenzfiltervorrichtung) , mit der die Ortsfrequenzfilterung der Laserstrahlung vorgenommen werden kann (inklusive des Nadellochs) , als auch lediglich das eigentliche Nadelloch (bzw. die Apertur, welche es ermöglicht, dass erwünschte Strahlanteile zumindest näherungsweise unabgelenkt und ungeschwächt verbleiben) verstanden. Was jeweils gemeint ist, geht aus dem jeweiligen Zusammenhang, in dem der Begriff des Pinholes verwendet wird, hervor.

Die Lösung erfolgt durch ein dielektrisches Pinhole, welches die unerwünschten Strahlanteile ablenkt, anstatt sie zu absorbieren. Die Ablenkung erfolgt durch eine Ablenkstruktur bzw. durch Mikrostrukturen, deren Dicke in Strahlrichtung vorzugsweise nur wenige um beträgt. Hierdurch wird der Charakter eines Rohres auch bei sehr hohen Divergenzen und damit notwendigen kleinen Durchmessern des Pinholes vermieden. Das Pinhole bzw. die Ortsfrequenzfiltervorrichtung weist einen für die Laserstrahlung transparenten Transmissi- onskörper und ein an diesem Transmissionskörper angrenzend angeordnetes oder in den Transmissionskörper

integriertes, ein Nadelloch bzw. eine Apertur aufweisendes Element auf. Das das eigentliche Pinhole ausbildende Element weist hierbei eine diffraktive oder eine refraktive Ablenkstruktur auf. Durch die Ablenk- struktur werden die unerwünschten Strahlanteile der eingestrahlten Laserstrahlung aus der Einstrahlrichtung abgelenkt bzw. aus dem Nutzstrahlbündel entfernt.

Die (für den Transmissionskörper und bevorzugt auch für die Ablenkstruktur) verwendeten dielektrischen Materialien sind somit für die Laserstrahlung transparent und weisen eine wesentlich höhere Zerstörungsschwelle auf als die für die konventionellen Pinholes verwendeten Materialien. So kann beispielsweise

Quarzglas eingesetzt werden, welches für gepulste Strahlung eine Zerstörschwelle von etwa 4000 J/cm ² aufweist. Die Zerstörschwelle wird hierbei durch die Mikrostrukturen nicht wesentlich verringert. So hat beispielsweise Quarzglas mit einer Gitterstruktur bzw. einer diffraktiven Struktur eine Zerstörschwelle von etwa 2400 J/cm ² .

Wie bereits beschrieben kann die Ablenkung der uner- wünschten Laserstrahlanteile durch eine diffraktive oder eine refraktive Struktur erfolgen. Bei der diffraktiven, mit Lichtbeugung arbeitenden Variante werden, bevorzugt durch ein kreisförmiges, binäres Gitter, kreisförmige Beugungsordnungen erzeugt. Ein binäres Gitter ist ein Gitter mit genau zwei Höhenstufen bzw. Ausdehnungen in Strahlrichtung. Alle Beugungsordnungen außer der nullten Beugungsordnung werden durch angemessene Wahl der Periode des Gitters aus dem Bereich des Laserstrahls (der ideal- erweise im Querschnitt gaußförmig ist) hinausgebeugt. Die nullte Beugungsordnung kann durch Optimierung der

Gitterparameter Füllfaktor und Tiefe unterdrückt werden. Bei der refraktiven Variante bzw. der über Lichtbrechung arbeitenden Variante wird die Ablenkung bevorzugt durch ein kreisförmiges, dielektrisches Prisma erreicht. Aus dem zur Entfernung der unerwünschten Strahlanteile benötigten Ablenkwinkel ergibt sich je nach Beleuchtungsrichtung, d.h. je nach Einfallswinkel des Laserstrahls in Bezug auf die Ebene senkrecht zur Symmetrieachse des Pinholes, der nö- tige Anstiegswinkel des Prismas. Die Beleuchtungsrichtung sollte hierbei so gewählt werden, dass der Laserstrahl senkrecht zur Pinholeebene bzw. parallel zur Symmetrieachse des Pinholes einfällt.

Gegenüber den konventionellen Pinholes weisen die er- findungsgemäßen dielektrischen Pinholes den Vorteil auf, dass sie insbesondere auch zur Ortsfrequenzfilterung von Laserstrahlen hoher Divergenz und hoher Leistung geeignet sind. Sie weisen eine deutlich er- höhte Zerstörschwelle auf, so dass der Einsatz auch bei sehr hohen Laserleistungen möglich ist, ohne das Pinhole zu zerstören. So können in Strahlrichtung gesehen sehr dünne Pinholes hergestellt werden, welche eine Beschneidung des Laserstrahls auch bei hohen Di- vergenzen des Strahls vermeiden.

Erfindungsgeiαäße Pinholes bzw. Ortsfrequenzfiltervor- richtungen können, wie in einem der nachfolgenden Beispiele beschrieben, aufgebaut sein und verwendet werden. In den den Beispielen zugehörigen Figuren werden für identische bzw. sich entsprechende Elemente identische Bezugszeichen verwendet.

Figur 1 zeigt ein konventionelles Pinhole.

Figur 2 zeigt die wesentlichen geometrischen Größen

eines gaußförmigen Laserstrahls bzw. eines GaußStrahls.

Figur 3 zeigt das Funktionsprinzip erfindungsgemä- ßer dielektrischer Pinholes.

Figur 4 zeigt ein erfindungsgemäßes refraktives, dielektrisches Pinhole.

Figur 5 zeigt die Wirkungsweise des dielektrischen

Pinholes aus Figur 4 im Detail.

Figur 5a zeigt das Prinzip der Grautonlithographie mit anschließendem Proportionaltransfer.

Figur β zeigt ein erfindungsgemäßes diffraktives, dielektrisches Pinhole.

Figur 7 zeigt die Wirkungsweise des diffraktiven, dielektrischen Pinholes aus Figur 6 im Detail.

Figur 7a zeigt die Ergebnisse für eine Optimierungsrechnung für die Unterdrückung der nullten BeugungsOrdnung.

Figur 7b skizziert die Basis der Ablenkungsbedingung θ _p >2*θ.

Figur 8 zeigt eine rasterelektronenmikroskopische

Aufnahme eines erfindungsgemäßen diffrakti- ven, dielektrischen Pinholes.

Figur 9 zeigt die Filterwirkung verschiedener Pin- holes im Vergleich.

Figur 1 zeigt ein konventionelles Pinhole bzw. eine konventionelle Ortsfrequenzfiltervorrichtung und definiert einige Größen, die zum Verständnis der Funktionsweise eines Pinholes notwendig sind. Figur 1 zeigt (wie auch die Figuren 3 bis 6) einen Schnitt in einer Ebene durch das Zentrum eines Pinholes, wobei die Schnittebene parallel zur Strahlrichtung der auf das Pinhole eingestrahlten Laserstrahlung ist. Die konventionelle, dargestellte Ortsfrequenzfiltervor- richtung weist eine Apertur bzw. ein Pinhole 7 zylindrischer Form, welche bzw. welches in eine Metallfolie 1 eingebracht ist, auf. Gezeigt sind in Figur Ia von der Metallfolie 1 lediglich die beiden Ränder Ia und Ib, welche den Mantel des Pinholes 7 ausbil- den. Auf die Filtervorrichtung wird ein in einer Schnittebene senkrecht zur Einstrahlrichtung bzw. Zentralstrahlrichtung gesehen gaußförmiger Laserstrahl 2 eingestrahlt. Die Zentralstrahlrichtung ist mit z bezeichnet. Dargestellt sind zwei Einzelstrah- len 2a, 2b des Laserstrahlenbündels, welche durch das Pinhole nicht ausgefiltert werden (Figur Ia und Ic) bzw. eigentlich nicht ausgefiltert werden sollten (Figur Ib) . Der Durchmesser des Pinholes bzw. der Apertur 7 senkrecht zur Strahlrichtung ist mit d _p be- zeichnet. Die Dicke bzw. Tiefe des Pinholes 7 in

Strahlrichtung ist mit s _p bezeichnet. Der Gaußstrahl ist durch eine in Strahlrichtung vor dem Pinhole angeordnete, nicht dargestellte Fokussierlinse auf die Fokusebene 3 fokussiert, in der das Pinhole angeord- net ist. In der Fokusebene 3 weist der Gaußstrahl seinen geringsten Strahlquerschnitt bzw. die geringste Strahlausdehnung in einer Ebene senkrecht zur Strahlrichtung auf. In Figur Ib ist ein Gaußstrahl gezeigt, welcher im Vergleich zum in Figur Ia gezeig- ten Gaußstrahl eine deutlich höhere Divergenz (siehe hierzu Figur 2) aufweist. Die in Figur Ib gezeigte

konventionelle Ortsfrequenzfiltervorrichtung 1 ist hierbei zur Filterung des Strahls hoher Divergenz nicht geeignet: Diejenigen beiden Randstrahlen des Strahlenbündels der Laserstrahlung 2, welche durch das Pinhole gerade nicht ausgefiltert werden sollten (Strahlen 2a, 2b) werden aufgrund der hohen Divergenz und der nicht angepassten, d.h. der zu großen Dicke Sp des Pinholes 7 beschnitten. Eine solche Beschneidung kann bei einem Strahl hoher Divergenz durch ein sehr dünnes Pinhole, wie es in Figur Ic dargestellt ist, vermieden werden. Ein solches sehr dünnes, konventionelles Pinhole ist jedoch nicht für den Einsatz bei hohen Laserleistungen geeignet, da es durch diese zerstört wird.

Figur 2 skizziert die geometrischen Verhältnisse bei einem gaußförmigen Laserstrahlenbündel bzw. Laserstrahl 2. Gezeigt ist ein Schnitt in einer Ebene durch die Zentralstrahlachse z und in Strahlrichtung. Ein idealer Laserstrahl weist im Strahlquerschnitt senkrecht zur Hauptstrahlrichtung z ein gaußförmiges Intensitätsprofil auf. Der Strahldurchmesser d wird meist als derjenige Wert angegeben, bei dem die Intensität auf das l/e ² -fache des Maximalintensitäts- wertes (auf der Zentralstrahlachse z) abgefallen ist. Dieser Durchmesser ist hier durch die Randstrahlen 2a, 2b skizziert. Zwischen zwei optischen Elementen lässt sich die Ausdehnung d(z) des Strahls entlang der Strahlachse z durch die folgende Gleichung be- schreiben: d ² (z)=d _g ² +θ ² z ²

Der Gaußstrahl weist in der Fokusebene 3 (senkrecht zur Zeichenebene) seinen geringsten Durchmesser, den Durchmesser d _g auf. Das Fernfeldverhalten wird durch die Divergenz θ beschrieben (asymptotisches Verhalten weit entfernt von der Fokusebene) . θ entspricht somit

dem halben Öffnungswinkel des Gaußstrahlenkegels im Fernfeld (Fernfeld: Abstand von der Fokusebene 3 deutlich größer als Rayleighlänge Z ₀ , d.h. Abstand mindestens etwa 5 Rayleighlängen; zur Definition von Z ₀ siehe später) . Das Produkt aus minimalem Strahldurchmesser d _g und Divergenz θ ist konstant: d _g θ=4λ/π

Ein Maß für die Kollimation des Laserstrahls ist die Rayleighlänge zo. Diese ist derjenige Abstand in Strahlrichtung z von der Fokussierebene 3, wo der Strahldurchmesser des Gaußstrahls ist.

Figur 3 skizziert die Funktionsweise eines erfindungsgemäßen dielektrischen Pinholes 4, 5, 6. Entlang der Zentralstrahlachse z wird der gaußförmige Laserstrahl 2 auf das Pinhole 4, 5, 6 eingestrahlt. Erwünschte Strahlanteile, dies sind die innerhalb des Kegels, der durch die Randstrahlen 2a, 2b gegeben ist, liegenden Strahlanteile (bzw. Strahlanteile, die dem Zentralstrahl z nahe liegen) , werden durch das dielektrische Pinhole nicht abgelenkt. Weitere außenliegende Strahlanteile (Strahlen des Strahlquerschnittes, deren Abstand zur Zentralachse z größer ist als der Abstand der erwünschten Strahlanteile; dies ist hier durch die beiden unerwünschten Strahlen 2c, 2d skizziert) , werden durch die nachfolgend beschriebene Ablenkstrukturen des erfindungsgemäßen Pinholes bzw. der erfindungsgemäßen Ortsfrequenzfil- tervorrichtung aus dem erwünschten Signalbereich 2a, 2b durch Ablenkung entfernt.

Figur 4 zeigt ein erfindungsgemäßes refraktives, dielektrisches Pinhole bzw. eine entsprechende Ortsfrequenzfiltervorrichtung. Die Ortsfrequenzfiltervor- richtung weist einen transparenten Transmissionskörper 4 aus einem dielektrischen Material, hier Quarz-

glas, auf. Der Transmissionskörper 4 hat hier die Form eines sehr flachen Zylinders, dessen Höhe D (welche der Dicke des Transmissionskörpers in Strahlrichtung z entspricht) deutlich kleiner ist, als sein Durchmesser Δ (Ausdehnung des Transmissionskörpers 4 in Richtung senkrecht zur Strahlrichtung z) . In Strahlrichtung gesehen auf der strahlausfallsseitigen Seite des Transiαissionskörpers 4 ist angrenzend an den Transmissionskörper 4 eine refraktive Ablenk- struktur in Form eines ringförmigen Primas 5 aus

Quarzglas angeordnet. Der Querschnitt des Prismenrings 5 in einer Ebene in Hauptstrahlrichtung z und durch die Symmetrieachse des Ringprismas 5 (hier identisch mit der Zentralstrahlachse z) ist dreiecks- förmig, so dass in der ^* hier dargestellten Schnittansicht ein dreiecksförmiger Schnitt 5a durch den (in der Zeichenebene) obenliegenden Halbring des Primas und ein zweiter dreiecksförmiger Schnitt 5b durch den untenliegenden Halbring des Prismas dargestellt sind. Der Prismenring 5 ist somit rotationssymmetrisch um die Zentralstrahlachse z angeordnet und weist einen lichten Innendurchmesser d _p auf. Dieser lichte Innendurchmesser dp ist der Durchmesser der Apertur bzw. des eigentlichen Pinholes 7. Der maximale Außendurch- messer des Prismenrings 5 in einer Ebene senkrecht zur Zentralstrahlrichtung z beträgt Δ/2. Der Prismenring 5 ist hier räumlich so ausgeformt, dass er im dargestellten Schnitt 5a, 5b die Form eines rechtwinkligen Dreiecks aufweist. Der Prismenring 5 ist so angrenzend an den Transmissionskörper 4 angeordnet, dass im dargestellten Schnitt einer der gleichseitigen Schenkel des Dreiecks die Grenze zum Transmissionskörper 4 bildet (erster Schenkel senkrecht zur Strahlrichtung z) und der andere Schenkel am außen- seitigen Umfang des Prismas 5 senkrecht dazu steht

(zweiter Schenkel in Strahlrichtung z) . Die Basis des

rechtwinkeligen Dreiecks (Hypotenuse) bildet dann einen Winkel α mit der Senkrechten auf der Zentralstrahlrichtung z bzw. mit dem ersten Schenkel. Diejenige Oberfläche A des ringförmigen Prismas, an der die unerwünschten Strahlanteile 2c, 2d dann gebrochen werden, ist somit unter dem Winkel α zur Strahlquerschnittsebene bzw. Ebene senkrecht zur Hauptstrahl- richtung z angeordnet (Anstiegswinkel α des Prismas) . Die Dicke des Prismenrings in Strahlrichtung nimmt mit zunehmendem Abstand von der Zentralachse z somit linear zu. Die maximale Ausdehnung der brechenden Struktur 5 bzw. des Prismas 5 in Zentralstrahlrichtung z im Abstand Δ/2 von der Achse z ist mit s _p bezeichnet.

Auf dem Transmissionskörper 4 ist somit ein Element angeordnet, welches eine Ablenkstruktur in Form eines Prismas 5 aufweist und eine Apertur 7 bzw. ein Pinhole 7 ausbildet. Dieses Pinhole 7 hat dann den Durch- messer d _p und die maximale Tiefe bzw. die maximale

Dicke Sp. Diejenigen Strahlen des Gaußstrahlenbündels 2, welche in einem Abstand von kleiner als d _p /2 vom Zentralstrahl z senkrecht auf die einstrahlseitige Oberfläche des Transmissionskörpers 4 treffen, werden somit nach Durchlaufen des Transmissionskörpers 4 vom Prisma 5 nicht erfasst, sondern unabgelenkt durch den Transmissionskörper 4 transmittiert. Auch die nahe der Zentralachse z nicht senkrecht einfallenden Strahlen 2a, 2b werden nicht vom Prisma erfasst. Die- jenigen einfallenden Strahlanteile 2c, 2d, die senkrecht und mit einem Abstand > d _p /2 vom Zentralstrahl z auf den Transmissionskörper 4 treffen, werden dagegen vom Prisma 5 erfasst und aufgrund des Anstiegswinkels α des Prismas 5 durch die ablenkende Fläche A des Prismas in Richtung von der Zentralstrahlrichtung z weg bzw. aus dem erwünschten Strahlenbündel abge-

lenkt. Gegenüber der maximalen Dicke s _p ist die wirksame Dicke s _w am refraktiven Pinhole durch die für den Strahl bzw. den jeweiligen Strahlanteil jeweils sichtbare Strecke gegeben. Unter sichtbarer Strecke wird hierbei diejenige optische Weglänge verstanden, die der Strahl bzw. der jeweilige Strahlanteil in Zentralstrahlrichtung z gesehen (also von der trans- missionskörperzugewandten Seite des Prismas bis zur transmissionskörperabgewandten Seite des Prismas) in- nerhalb des Prismas 5 durchläuft. Von der Zentralstrahlachse z zur Außenseite des Prismas hin (in einer Ebene senkrecht zur Zentralstrahlrichtung z gesehen) nimmt die wirksame Dicke s _w somit zu: Für einen Strahlanteil am Außenrand des eigentlichen Pinholes 7 bzw. am Innenrand des ringförmigen Prismas 5 ist die wirksame Dicke der Prismenstruktur somit Null, während sie für einen Strahlanteil am äußeren Rand des ringförmigen Prismas der maximalen Dicke, also s _p entspricht. Die maximale Tiefe s _p des Prismas an des- sen Außenseite ist hierbei vor allen Dingen durch die Herstellungstechnologie begrenzt. Beim gezeigten refraktiven Pinhole ist somit am Innenrand des Prismenrings 5 (also im Abstand von d _p /2 von der Zentralstrahlachse) eine wirksame Dicke von s _w =0 erreichbar. Näherungsweise werden Strahlenanteile, welche in der Fokusebene (hier nicht dargestellt) außerhalb einer Kreisscheibe mit Radius d _p /2 um den Zentralstrahl z liegen, somit aus dem Gaußstrahl 2 herausgefiltert. Diese Strahlanteile entsprechen nun gerade den Inten- sitätsfluktuationen des gaußförmigen Strahlprofils mit hoher Frequenz bzw. dem hochfrequenten Rauschen, welches dem Gaußprofil überlagert ist. Das gezeigte Pinhole wirkt somit als Ortsfrequenzfilter, welches die dem Rauschen entsprechenden hohen Frequenzen aus- filtert und so eine höhere Störungsfreiheit des Laserstrahls sicherstellt, wie sie beispielsweise für

Anwendungen im Bereich der Holographie oder optischen Datenverarbeitung notwendig ist.

Figur 5 skizziert die Funktionsweise des in Figur 4 dargestellten, refraktiven Pinholes im Detail. Figur 5a zeigt eine Übersichtsskizze, bei der abweichend vom in Figur 4 dargestellten Pinhole der Durchmesser des Transmissionskörpers 4 (senkrecht zur Strahlrichtung) größer ist als derjenige des Prismenrings 5. Bei der hier beispielhaft beschriebenen Ausgestaltungsform der erfindungsgemäßen refraktiven Filtervorrichtung werden die folgenden Werte für die eingestrahlte gaußförmige Laserstrahlung vorausgesetzt: Wellenlänge λ=632,8 niti, Divergenz θ=ll°, Fokusdurch- messer d _g =2,l um und Rayleighlänge z _o =5,3 um. Das für den Prismenring 5 verwendete Quarzglas besitzt eine Brechungszahl von ni=l,457. Generell ist es vorteilhaft für den Prismenring hochbrechende Materialien einzusetzen, da diese den Vorteil bieten, dass die Strukturen im allgemeinen flacher sind und damit leichter herzustellen sind bzw. für die Anwendung (Filterung von Divergenzen) vorteilhaft sind. Die Eigenschaften des eingesetzten, dielektrischen Materials bestimmen die Zerstörungsschwelle des Pinholes. Somit können, wenn es die Anwendung zulässt, auch andere Materialien als Quarzglas eingesetzt werden (z.B. Kunststoff oder andere Gläser) . Dies gilt ebenso für die bei dem nachfolgend beschriebenen diffrak- tiven Pinhole eingesetzten Materalien. Die beschrie- benen Beispielwerte für den eingestrahlten Gaußstrahl gelten ebenso für das nachfolgend dargestellte Beispiel für ein erfindungsgemäßes diffraktives Pinhole. Der Transmissionskörper 4 ist ebenfalls aus diesem Quarzglas hergestellt. Der Anstiegswinkel α des Pris- mas bzw. die Neigung der Brechungsfläche A in Bezug auf die Ebene senkrecht zur Hauptstrahlrichtung z be-

trägt hier ex=33°. Dieser Anstiegswinkel ex des Prismas wird durch die Richtung der Beleuchtung und den gewünschten bzw. den notwendigen (siehe später) Ablenkwinkel θ _p bestimmt. Der Winkel θ _p ist derjenige Win- kel, unter dem ein in Richtung der Zentralstrahlrichtung z auf die Brechungsfläche A einfallender Strahl von der Zentralstrahlrichtung z abgelenkt wird. Der Lichteinfall ist hierbei so zu wählen, dass der Gauß- strahl bzw. dessen Zentralstrahl senkrecht zur Pinho- leebene bzw. zur Plattenebene des Transmissionskörpers einfällt.

Im vorliegenden Fall beträgt der Anstiegswinkel ex=33°, so dass sich anhand der aus dem Brechungsge- setz hergeleiteten Beziehung θ _p =arcsin(ni*sin(ex) ) -ex ein Ablenkwinkel von θ _p =28° ergibt, ex = 33° wurde gewählt, damit sich ein Ablenkwinkel θ _p ergibt, der mehr als doppelt so groß ist wie die Signalbereichs- divergenz von θ=ll°.

Die Parameter des dargestellten refraktiven Pinholes, dies sind die wirksame Dicke s _w , der Pinholedurcnmes- ser dp und der Ablenkwinkel θ _p , werden hier wie folgt gewählt (dies gilt ebenfalls für das nachfolgend dargestellte erfindungsgemäße diffraktive, dielektrische Pinhole) :

• Wirksame Dicke: s _w <2z ₀ ; dann erfolgt keine Be- schneidung des Gaußstrahles 2 innerhalb der Ray- leighlänge Z ₀ .

• Durchmesser: d _p =2,5d _g ; dies stellt einen Kompro- miss zwischen der Filterwirkung (bessere Filterwirkung bei kleinerem Pinholedurchmesser) und der Beschneidung des Gaußstrahls (höhere Beschneidung bei kleinerem Pinholedurchmesser)

dar .

* Ablenkwinkel: Θ _P >2Θ; ist der Ablenkwinkel mindestens doppelt so groß wie die Divergenz, so erfolgt eine vollständige Trennung von Stör- und Signalanteilen bei der weiteren Ausbreitung des

Laserstrahls nach dem Pinhole.

Die Herstellung der refraktiven, dielektrischen Blende bzw. der entsprechenden Ortsfrequenzfiltervorrich- tung erfolgt mittels analoger Grautonlithographie auf einem Quarzglassubstrat mit anschließendem Proportionaltransfer. Figur 5a zeigt das Prinzip der Grautonlithographie (Figurenteile A bis C) mit anschließendem Proportionaltransfer (Figurenteile D bis H) . Bei der Grautonlithographie wird in einem ersten Schritt A ein elektronenstrahlsensitives Glas 10a mit Hilfe eines Elektronenstrahls 11 eines Elektronenstrahl- schreibers geschwärzt. Mit wachsender Elektronendosis steigt die Schwärzung im elektronenstrahlsensitiven Glas 10a an, so dass in diesem Glas eine Grautonmaske 10b erzeugt wird. Es folgt nun ein gewöhnlicher photolithographischer Schritt (Schritt B) : Zunächst wird auf einem Substrat 13a eine Resist-Schicht 14a angeordnet. Auf dieser Resist-Schicht 14a wird das elekt- ronenstrahlsensitive Glas 10a mit der Grautonmaske 10b angeordnet. Die Anordnung wird dann mit UV- Strahlen 12 bestrahlt. Die lokale Schwärzung der Grautonmaske 10b bestimmt bei diesem Verfahrensschritt, dann die in den Resist 14a lokal eingebrachte UV-Dosis und damit wiederum die lokale Löslichkeits- rate des Resists 14a. Durch einen entsprechenden Entwicklungsschritt (Schritt C) wird die Löslichkeits- verteilung in der Resist-Schicht 14a in ein Höhenprofil 14b des Resists umgesetzt. Der Proportionaltrans- fer (Schritte D bis H) dient dann der Übertragung des hergestellten Resistprofils 14b in festeres Material,

also in das Substrat, welches im vorliegenden Fall aus Quarzglas besteht. Hierbei erfolgt zunächst in einem ersten Schritt D die Härtung des Resistelements 14b mit UV-Strahlung 12. Anschließend erfolgt eine thermische Härtung des nunmehr UV-gehärteten Resistelements 14c durch Erhitzung des Substrats 13a samt des Elements 14c mittels einer Erhitzungsplatte 16 (Schritt E) . Im folgenden (Schritte F bis H) wird mit Hilfe von reaktivem Ionenstrahlätzen (mit Hilfe von Ionenstrahlen 15, wobei durch Zusetzung von Ätzgasen zusätzlich ein chemischer Abtragungsprozess stattfindet) das nunmehr thermisch gehärtete Resistprofil 14d abgetragen und gleichzeitig proportional in das Quarzglas bzw. das Substrat 13 geätzt. Durch die Ein- Stellung der Selektivität, d.h. des Verhältnisses zwischen Ätzrate des Resists 14 und des Quarzmaterials 13 kann eine Skalierung des Höhenprofils senkrecht zur Substratebene erreicht werden. Schritt F zeigt den Beginn der Ionenstrahlätzung. Im nachfol- genden Schritt G ist das Resistelement schon teilweise abgetragen (14e) und das Profil schon teilweise auf das Substrat übertragen (13b) . Figurenabschnitt H zeigt das fertig geätzte Substrat 13c, auf das das ursprünglich im Resistelement 14 vorhandene Höhenpro- fil vollständig übertragen wurde.

Figur 6 zeigt ein erfindungsgemäßes diffraktives Pinhole. Dieses weist einen Transmissionskörper 4 auf, der ebenso ausgebildet ist wie der Transmissionskör- per der vorstehend beschriebenen refraktiven Ortsfre- quenzfiltervorrichtung. Auf der Strahlausfallsseite ist angrenzend an den Transmissionskörper 4 eine Gitterstruktur 6 angeordnet. Die Gitterstruktur 6 ist als ringförmiges, binäres Gitter ausgestaltet: Die einzelnen kreisförmigen Gitterstege 6a, 6b, ... (siehe Figur 7, welche einen Teilausschnitt senkrecht zur

Gitterebene und durch das Symmetriezentrum bzw. Kreiszentrum des Gitters zeigt) sind dabei auf konzentrischen Kreisen um die Zylinderzentralachse des Transmissionskörpers 4 (die hier der Zentralstrahl- richtung z des eingestrahlten Gaußstrahls 2 entspricht) angeordnet. Der Durchmesser der einzelnen kreisförmigen Gitterstege nimmt hierbei jeweils um einen konstanten Faktor (doppelte Periode des Gitters) zu. Die Gitterstege 6 sind jedoch nicht über den gesamten Radius des Transmissionskörpers 4 auf diesem angeordnet, sondern erst ab einer radialen Entfernung von d _p /2 von der Zylinderachse bzw. Zentralstrahlachse z, so dass eine lichte Innenweite bzw. eine Apertur 7 mit dem Durchmesser d _p ausgebildet wird. Transmissionskörper 4 und Gitterstege 6 bestehen hier aus Quarzglas mit einer Brechungszahl ^' von n=l,457 bei der Wellenlänge λ=632,8 um. Die Tiefe der Gitterstege (Dicke der diffraktiven Ablenkstruktur 6) ist mit Sp gekennzeichnet. Die Dicke des Transmissi- onskörpers in Strahlrichtung ist mit D gekennzeichnet (hier: D=I,5 mm) . Die Gitterstruktur 6 kann alternativ zu ihrer Anordnung auf dem Transmissionskörper 4 jedoch auch durch Einätzen in den Transmissionskörper 4 integriert werden.

In Radialrichtung gesehen sind die Gitterstege 6 erst ab einer Entfernung von d _p /2 von der Zylinderzentralachse des Körpers 4 angeordnet. Strahlanteile des Gaußstrahls 2, welche innerhalb eines solchen Radial- abstandes vom Zentralstrahl z auf den Transmissionskörper 4 treffen (so z.B. die Strahlen 2a, 2b), werden daher von der diffraktiven Ablenkstruktur 6 nicht erfasst. Randstrahlen bzw. außenliegende Strahlen des Gaußstrahls, welche in einer Entfernung von größer als d _p /2 auf den Transmissionskörper treffen, werden jedoch nach Durchlaufen des Transmissionskörpers von

der Gitterstruktur 6 erfasst und einer Beugung unterworfen. In der Skizze sind hierbei für einen solchen Randstrahl die nullte, die erste und die zweite Beugungsordnung eingezeichnet (0., 1. und 2.) .

Figur 7 skizziert die Beugungsverhältnisse an der Gitterstruktur 6 genauer. Gezeichnet sind einzelne Gitterstege 6a, βb, ... . Diese sind wie beschrieben ebenso wie der hier nicht gezeigte Transmissionskör- per 4 aus Quarzglas mit einem Brechungsindex n=l,457 ausgebildet. In Richtung senkrecht zur Einstrahlrichtung E weisen die einzelnen Gitterstege 6a, 6b eine Ausdehnung auf, die mit ssteg gekennzeichnet ist. Der Abstand der einzelnen Gitterstege voneinander in Ra- dialrichtung bzw. senkrecht zur Einstrahlrichtung E ist mit p (Periode des Gitters) gekennzeichnet. Die Tiefe bzw. die Dicke der Gitterstege (diese ist hier konstant und daher gleich der maximalen Dicke der Ablenkstruktur) in Einstrahlrichtung E ist mit s _p ge- kennzeichnet. Hier entspricht also die für den Strahl sichtbare bzw. die wirksame Dicke s _w der Dicke s _p der Gitterstege. Die Gitterstruktur bzw. das ringförmige binäre Gitter 6 wird nun so ausgebildet, dass alle Beugungsordnungen außer der nullten Beugungsordnung aus dem Bereich des Gaußstrahls 2 hinausgebeugt werden: Der Ablenkwinkel θ _p ist hierbei als derjenige Winkel definiert, unter dem die erste Beugungsordnung von der ursprünglichen Einstrahlrichtung E (parallel zur Zentralstrahlrichtung z) weggelenkt wird. Das Gitter wird dabei vorteilhafterweise so ausgebildet, dass dieser Ablenkwinkel Θ _P >2Θ ist. Dies geschieht durch eine geeignete Wahl der Periode p des Gitters. Im vorliegenden Fall wird eine Periode p=l,06 um gewählt. Hiermit ergibt sich ein Ablenkwinkel von θ _p =30° (Gaußstrahlparameter wie vorstehend beschrieben) . Die nullte Beugungsordnung wird durch eine Op-

timierung der Gitterparameter Füllfaktor f und Tiefe Sp der Gitterstege unterdrückt. Der Füllfaktor ist hierbei definiert als f=s _S teg/p. Im vorliegenden Fall ergibt sich eine Unterdrückung der nullten Ordnung auf 1,1 %, wobei die Stegbreite s _S t _eg so gewählt ist, dass sich f=0,4 ergibt und wobei die Steghöhe s _p =0,66 um beträgt. Die Unterdrückung wird hierbei durch den Brechungsindex n des Materials der Gitterstruktur 6 beeinflusst, d.h. die optimale Wahl von f und s _p hängt von n ab. Die Unterdrückung bezeichnet hierbei den Anteil des Lichts, der in der nullten Beugungsordnung verbleibt, gemessen am Licht, welches ohne Gitterstruktur durch das Substrat bzw. den Transmissionskörper hindurchtreten würde. Die Optimierung bzw. die entsprechende Optimierungsrechnung geschieht mit Hilfe der Fourier-Modal-Methode. Figur 7a zeigt das Ergebnis der Optimierungsrechnung für die Unterdrückung U der nullten Beugungsordnung für die vorstehenden Parameter. Die Optimierungsrechnung kann auch mit anderen rigorosen Methoden als der Fourier- Modal-Methode durchgeführt werden.

Figur 7b skizziert die Herleitung der grundlegenden Bedingung für den Ablenkwinkel θ _p in Abhängigkeit von der Divergenz θ. Dies ist anhand des Beispiels des diffraktiven Pinholes 4, 6, 7 skizziert. Figur 7b-B zeigt ein solches Pinhole. Figur 7b-A zeigt eine entsprechende Struktur 4, 6, jedoch ohne zentrale Pinholeöffnung 7. Das Bezugszeichen 2e kennzeichnet den auf die Struktur eingestrahlten, mit Störungen behafteten Gaußstrahl. Typischerweise ist nur dieser Gauß- strahl selbst moduliert mit den zu entfernenden Störungen, außerhalb gibt es keine Intensität. Wird daher wie in Figurenteil A (Struktur ohne Pinhole) ge- zeigt der komplette Strahl um den Ablenkwinkel θ _p abgelenkt, so füllt er auch dort nur denjenigen Raumbe-

reich, der durch seine Divergenz θ gegeben ist, aus: Der abgelenkte Strahl 2f (gezeigt ist die Ablenkung erster Ordnung) ist nach wie vor mit den Störungen behaftet. Werden nun durch eine diffraktive Pinho- lestruktur 4, 6, 7 Signal und Störungen durch das

Pinhole in der Mitte separiert, bleibt der räumliche Bereich θ, der durch die unter dem Winkel θ _p (erste Beugungsordnung) abgelenkten Störungen 2h ausgefüllt wird, derselbe. Aus diesem Grund muss die Ablenkung θ _p mindestens zweimal so groß sein wie die Divergenz θ des Laserstrahls (bzw. der Störungen 2h) , um eine vollständige Trennung des Signals 2g von den Störungen 2h zu gewährleisten. Daraus folgt somit die Bedingung Θ _P ≥2Θ.

Die Herstellung der beschriebenen diffraktiven Ortsfrequenzfiltervorrichtung, insbesondere die Herstellung der Ablenkstruktur 6 in Form des binären Gitters erfolgt mittels (binärer) Elektronenstrahlli- thographie und Ionenstrahlätzen. Als Substrat dient auch hier ein 1,5 mm dickes Quarzglas 4.

Figur 8 zeigt eine rasterelektronenmikroskopische Aufnahme des diffraktiven dielektrischen Pinholes aus den Abbildungen 6 und 7. Figur 8a zeigt einen Übersichtsblick auf die Gitterebene (Ebene senkrecht zur Einstrahlrichtung) . Gut zu erkennen ist im Zentrum die Apertur 7 mit dem Durchmesser d _p . Figur 8b zeigt einen Ausschnitt im Bereich der Apertur 7. Hier sind deutlich die einzelnen Gitterstege 6a, 6b, 6c sowie ein Abschnitt der zentralen Apertur 7 zu sehen.

Figur 9 zeigt die Filterwirkung der beschriebenen erfindungsgemäßen dielektrischen Pinholes im Vergleich. Figur 9a (linke Spalte) bezieht sich hierbei auf einen ungefilterten Gaußstrahl. Figur 9b (mittlere

Spalte) stellt dem die Filterwirkung des beschriebenen diffraktiven Pinholes gegenüber. Figur 9c (rechte Spalte) beschreibt die Filterwirkung des beschriebenen refraktiven Pinholes. Hierbei ist jeweils in der oberen Zeile ein gemessenes Intensitätsprofil bzw. Strahlquerschnittsprofil in der Fokusebene dargestellt. Die zweite Zeile zeigt eine 3D-Darstellung (vertikale Achse: Intensität relativ zur Maximalintensität) des gemessenen Profils. Die dritte Zeile zeigt einen Schnitt durch das gemessene Intensitätsprofil auf Höhe der Achse x-x. Die vierte Zeile zeigt jeweils die Differenz des in der dritten Zeile dargestellten Schnittprofils zu einer angefitteten Gauß- funktion (Abweichung der Intensität von der idealen Gaußverteilung) . Wie der Vergleich der vierten Zeile deutlich zeigt, werden durch die erfindungsgemäßen dielektrischen Pinholes dem idealen Gaußprofil überlagerte hochfrequente .Rauschanteile des realen Messstrahls sehr gut herausgefiltert, so dass sich (Figur 9b und 9c) ein nahezu ideales Gaußprofil für die gefilterte Intensitätsverteilung ergibt.

Zusammenfassend wird also als besonders vorteilhaft vorgeschlagen eine Ortsfrequenzfiltervorrichtung zur Ortsfrequenzfilterung von Laserstrahlung mit einem für die Laserstrahlung zumindest teilweise transparenten oder durchstrahlbaren Transmissionskörper und einem an dem Transmissionskörper angrenzend angeordneten oder in den Transmissionskörper integrierten, eine Lochblende bildenden oder eine Apertur aufweisenden Element, wobei dieses Element zur Ablenkung anstelle von Absorption unerwünschter Strahlanteile in einem die Lochblende oder Apertur umgebenden Bereich eine diesen Bereich abdeckende diffraktive und/oder refraktive Ablenkstruktur aufweist. Bei einem entsprechenden Verfahren zur Ortsfrequenzfilte-

rung von Laserstrahlung wird also ein für die Laserstrahlung zumindest teilweise transparenter Transmissionskörper mit Laserstrahlung durchstrahlt, wobei anschließend ein unerwünschter Strahlanteil der La- serstrahlung mit Hilfe einer diffraktiven und/oder refraktiven Ablenkstruktur abgelenkt wird, anstatt absorbiert zu werden, wobei die Ablenkstruktur einen eine Lochblende oder eine Apertur umgebenden Bereich eines an dem Transmissionskörper angrenzend angeord- neten oder in den Transmissionskörper integrierten, die Lochblende oder Apertur und die Ablenkstruktur aufweisenden Elements abdeckt. Bei typischen Ausführungen der Erfindung gilt für den oben mit d _G bezeichneten Durchmesser der Lochblende oder der Aper- tur (des Pinholes) : 0,5 um < d _G < 10 μm. Bei besonders vorteilhaften Ausführungen der Erfindung, die einerseits eine effektive Ortsfrequenzfilterung erlauben und andererseits besonders belastbar sind, wird der Durchmesser d _e einen Wert zwischen 1 μm und 6 μm annehmen.