Lasersysteme für die konfokale Mikroskopie

Die in der konfokalen Laserscanning-Mikroskopie üblicherweise eingesetzten Laser sind monochromatische Lichtquellen mit hoher Lichtstärke, die sich für eine Reihe von Verfahren eignen, beispielsweise optisches Trapping, Lifetime-Imaging-Studien, Photobleaching Recovery und interne Totalreflexionsfluoreszenzmikroskopie (TIRF). Laser sind zudem die am häufigsten eingesetzte Lichtquelle für die konfokale Fluoreszenzmikroskopie und werden mitunter auch für konventionelle Weitfeld-Fluoreszenzuntersuchungen eingesetzt.

Laser emittieren lichtstarke kohärente Pakete monochromatischen Lichts (d. h. das Laserlicht ist in Raum und Zeit phasengleich), das zu einem schmalen Strahl mit sehr geringer Ausdehnungsrate kollimiert (verengt) werden kann. Verglichen mit anderen Lichtquellen weisen die von Lasern emittierten, extrem reinen Wellenlängenbereiche eine Bandbreite und Phasenbeziehung auf, die von Wolfram-Halogen-Lampen, Bogenentladungslampen oder LED-Lichtmaschinen nicht erreicht werden. So können Laserstrahlen über weite Entfernungen übertragen, auf Aperturdurchmesser aufgeweitet oder auf einen sehr kleinen Punkt mit hoher Lichtstärke fokussiert werden. Alle Laser haben bestimmte Gemeinsamkeiten, beispielsweise ein Verstärkungsmedium (Lichtquelle), eine Anregungsquelle (Leistungspumpe) und einen elektrischen Resonator, unterscheiden sich aber deutlich in Größe, Kosten, Ausgangsleistung, Strahlqualität, Leistungsaufnahme und Lebensdauer.

Die Kohärenz des von den meisten Lasersystemen erzeugten monochromatischen Lichts führt zu Problemen bei der Anwendung dieser Lichtquellen in der klassischen Weitfeldmikroskopie. Interferenzen an jeder Oberfläche im optischen Pfad führen zu Lichtstreuung und Beugungsmustern. Darüber hinaus verursachen auch die Leuchtfeld- und die Aperturblende sowie Verschmutzungen Artefakte. Diese unerwünschten Wirkungen können durch verschiedene Techniken minimiert oder beseitigt werden. Zu den gebräuchlichsten Methoden gehören das zeitliche Scrambling des Laserlichts durch schnelle Änderung der optischen Weglänge zwischen Lichtquelle und Mikroskop und das punktuelle Abtasten der Probe, wie es bei konfokalen Mikroskopiesystemen der Fall ist. Außerdem lassen sich mit diesem Aperturscanverfahren häufig Interferenzen und andere Artefakte beseitigen. Wenn die Weglänge oder der Kohärenzzustand des Laserstrahls schneller fluktuiert als es der Integrationszeit des Detektors (d. h. der Videobildrate) entspricht, verschwinden die Speckle- und Streuungsartefakte aus dem Bild.

Eine mitunter erfolgreich angewandte Technik zur Verbesserung von Bildmaterial mit differentiellem Interferenzkontrast (DIC), das mit einer Argon-Ionen-Laserlichtquelle erzeugt wird, ist die Positionierung eines kreisförmigen Glaskeils im Lichtweg, der sich mit 2500 Umdrehungen pro Minute dreht. Die Unterschiede in der Keildicke verursachen schnelle Schwankungen der optischen Weglänge, wenn sich der Keil vor dem expandierten Laserstrahl dreht. Derzeit wird die Variation der Weglänge in der Regel durch den Einsatz eines faseroptischen Lichtleiters erreicht, der das Licht zwischen Lichtquelle und Mikroskop überträgt. Die Vibration des Lichtleiters führt zu kontinuierlichen Änderungen der optischen Weglänge, so dass der Strahl bei Frequenzen unterhalb des Vibrationspegels zeitlich inkohärent wird. Die Vibrationen können durch eine piezoelektrische Vorrichtung, einen Lautsprecher oder das Kühlgebläse des Laserkopfes erzeugt werden.

Abbildung 1 zeigt einen eigenmodengekoppelten gepulsten Ti:Saphir-Laser, derzeit eine der bevorzugten Laseranregungsquellen für die meisten Untersuchungen der Multiphotonen-Fluoreszenzmikroskopie. Modengekoppelte Ti:Saphir-Laser besitzen einen großen Wellenlängenbereich von etwa 690 bis über 1050 Nanometern mit Pulsbreiten von etwa 100 Femtosekunden. Darüber hinaus verfügen diese Laser über eine ausreichende Leistung (mehr als 100 Milliwatt im gesamten Abstimmbereich) für die Sättigung der Zwei-Photonen-Anregung der meisten Fluorophore. Zur angemessenen Kühlung und Feuchtigkeitskontrolle des Laserkristalls wird Stickstoffgas in den versiegelten Laserkopf gepumpt und durch einen externen Kühler auf konstanter Temperatur gehalten.

Das von vielen Lasersystemen erzeugte Licht ist linear polarisiert, der Polarisationsvektor ist vertikal ausgerichtet. Diese Eigenschaft kann für Anwendungen genutzt werden, die eine polarisierte Beleuchtungsquelle erfordern, z. B. bei Verwendung des differentiellen Interferenzkontrasts, bei Messungen mit polarisiertem Licht oder quantitativen Untersuchungen der Anisotropie der Fluoreszenzpolarisation.

Die Kohärenz- und Polarisationseigenschaften eines Laserstrahls werden anhand der Verteilung des Lichts im Strahlquerschnitt oder Profil gemessen. Diese verändert sich mit zunehmendem Abstand vom Austrittsspiegel des Lasers. Die folgende Erörterung der Eigenschaften von Laserstrahlen dient als allgemeine Einführung in das Thema und kann beim Einsatz von Lasern in der mikroskopischen Bildgebung, beim Laser-Trapping und anderen Anwendungen hilfreich sein.

Wenn ein Laser im einfachsten transversalen elektromagnetischen Modus, dem sogenannten TEM(00)-Modus, arbeitet, besitzt der emittierte Strahl eine ebene Wellenfront und ein Gaußsches Intensitätsprofil (Strahlungsprofil). Als Laserstrahldurchmesser wird üblicherweise der Wert definiert, bei dem die Intensität auf e(E-2) (13,5 Prozent) ihres Spitzenwertes gesunken ist. Das Gaußsche Profil des Laserstrahls entsteht durch Beugung, die die Ausbreitung eines perfekt kollimierten Strahls verhindert und eine transversale Streuung der Lichtwellen bewirkt. In der Nähe der Austrittsapertur des Lasers (als Nahfeld bezeichnet) können die Phasenfronten des Strahls ungeordnet werden. Damit ändern sich die Form des Strahlquerschnitts, die Größe und das Strahlungsprofil schnell mit dem Abstand vom Laser. Bei größeren Entfernungen (dem Fernfeld) stabilisieren sich die Phasenfronten zu dem resultierenden Gaußschen Profil. In der Fachliteratur sind Fresnel-Zone und Fraunhofer-Zone alternative Bezeichnungen für Nahfeld und Fernfeld. Das Nahfeld wird manchmal auch als Rayleigh-Bereich bezeichnet. Das Fernfeld beginnt in einer Entfernung z, definiert durch

z = A⁰₂/λ

Dabei ist A(0) der Strahldurchmesser an der Austrittsöffnung und Î" die Wellenlänge des vom Laser emittierten Lichts. Wendet man diese Gleichung auf einen Argonlaser an, der einen Strahl mit einem Durchmesser von 0,6 Millimetern und einer Wellenlänge von 488 Nanometern aussendet, beginnt das Fernfeld in etwa 74 Zentimetern Entfernung von der Austrittsöffnung.

Abbildung 2 zeigt eine schematische Darstellung der Laserstrahlgeometrie und der Divergenz im Nah- und Fernfeld. Wie bereits erwähnt, kann der Strahl im Wesentlichen als paralleles Bündel von Wellenfronten betrachtet werden, das im Nahfeld nur eine geringe Streuung besitzt. Jenseits des Nahfelds erhöht sich der Divergenzwinkel (θ), der von der Mitte des Strahls bis zum Rand (e(E-2)) gemessen wird, und wird zum kritischen Parameter zur Bestimmung des Strahldurchmessers (D) gemäß folgender Gleichung:

Strahldurchmesser (D) = 2L • tan(θ)

Hierbei ist D die Variable für den Durchmesser des Laserstrahls, und L steht für den Abstand zwischen der Laseraustrittsöffnung und dem Messpunkt im Strahl. In der Praxis sind mehrere Eigenschaften des Laserstrahls, beispielsweise das Strahlungsprofil, bei vielen Mikroskopieanwendungen kritische Faktoren, und zur Konfiguration des Bildgebungssystems muss unter Umständen die Entfernung zum Fernfeld bekannt sein. Tabelle 1 zeigt berechnete Werte dieses Abstands (unter Verwendung der obigen Gleichung) für eine Reihe häufig verwendeter Laser und Emissionslinien und typische Strahltaillendurchmesser.

Entfernung zum Fernfeld

Tabelle 1

Bei den meisten Laseranwendungen ist es wichtig, ob der Strahl ein Gaußscher Strahl ist oder nicht, da der Strahl durch Linsen und andere optische Komponenten oft fokussiert, geformt und anderweitig verändert werden muss. Ein Gaußscher Strahl hat bestimmte definierbare Transformationseigenschaften, sodass abgeschätzt werden kann, wie sich der Strahl durch ein optisches System hindurch ausbreiten wird.

Der Winkelradius (oder Strahldivergenzwinkel; siehe Abbildung 2), beschrieben durch θ (Bogenmaß) eines Gaußschen Strahls im Fernfeld, wird näherungsweise durch folgende Gleichung bestimmt:

θ = Î» /Ï€a₀

Dabei ist a(0) der Strahltaillenradius an der Laseraustrittsöffnung. Der Strahltaillendurchmesser hängt von der Laserwellenlänge, der Länge des Resonators und anderen Konstruktionsparametern des Resonators ab. Mit zunehmendem Abstand (z) vom Laser wird der Strahltaillenradius durch folgende Gleichung bestimmt:

a(z) = Î¸_z

Typischerweise werden Laserstrahlen durch Ausbreitungsparameter wie dem Quadrat von M oder K (das dem Kehrwert des Quadrats von M entspricht) charakterisiert, die aus einer Kombination von Nah- und Fernfeldmessungen wie folgt bestimmt werden:

M²= Ï€A₀θ/4λ

Kleinere Werte von M2, d. h. der Ausbreitungskonstante oder des Ausbreitungsfaktors, sind ein Hinweis auf eine höhere Strahlqualität, insbesondere bei kleinerem Durchmesser und geringer Divergenz. Der Faktor beschreibt die Beziehung des realen Strahls zu einem idealen Gaußschen Strahl.

Kohärente Gaußsche Strahlen haben spezielle Eigenschaften, die sie bei der Ausbreitung und Transformation durch Linsen und Spiegel von inkohärenten Lichtstrahlen unterscheiden. Bei einem beugungsbegrenzten Strahl ist das Intensitätsprofil eines Gaußschen Strahls selbst gaußförmig, sofern der Strahl nicht durch die Linsenöffnung vignettiert wird. Wenn der Gaußsche Strahldurchmesser dem halben Aperturdurchmesser der Linse entspricht, bleibt das Intensitätsprofil des austretenden Strahls gaußförmig. Wenn der Gaußsche Strahldurchmesser gleich dem Durchmesser der Linsenöffnung ist, ist das Intensitätsprofil des Ausgangsstrahls eine Mischung aus der Gaußschen Funktion und dem Profil eines Beugungsscheibchens. Schließlich erzeugt ein Gaußscher Strahldurchmesser, der deutlich größer ist als der Durchmesser der Linsenöffnung, das Ausgangsprofil eines Beugungsscheibchens. Im letzteren Fall kann ein Großteil der Laserleistung durch Überfüllung der Eintrittsapertur der Linse verloren gehen.

Die Gaußsche Strahlenoptik wird in zahlreichen Lehrbüchern gründlich behandelt, sodass Details, auf die hier nicht eingegangen wurde, ausführlicheren Quellen entnommen werden können. Zwei Arten der Manipulation des Gaußschen Strahls sind für den Mikroskopiker, der mit Laserstrahlen arbeitet, von besonderem Interesse: Strahlkonzentration und Strahlaufweitung.

Wenn ein Laserstrahl durch ein aberrationsfreies Mikroskopobjektiv auf einen sehr kleinen Punkt fokussiert wird (Strahlkonzentration), ergibt sich der Radius im Brennpunkt (im Abstand z) durch folgende Formel:

a(z) = Î»f/Ï€a₀

Dabei ist f die Brennweite des Objektivs. Soll beispielsweise ein 100x-Objektiv mit einer numerischen Apertur von 1,3 (was einer Brennweite von etwa 1,6 Millimetern entspricht) den 488-Nanometer-Strahl eines Argonlasers mit einem Radius von 0,3 Millimetern bündeln, beträgt der Radius des fokussierten Punkts (entsprechend der vorstehenden Gleichung) 0,8 Mikrometer. Eine Verfünffachung der Strahltaille durch Strahlaufweitung (wie unten beschrieben) würde einen fokussierten Punktradius von etwa 0,16 Mikrometern ergeben.

Es ist wichtig zu wissen, dass im Brennpunkt eines konzentrierten Laserstrahls extrem hohe Leistungsdichten erreicht werden. Ein 10-Milliwatt-Strahl, der auf einen beugungsbegrenzten Punkt mit einem Durchmesser von 0,22 Mikrometern fokussiert wird, ergibt eine Leistungsdichte von etwa 30 Millionen Watt pro Quadratzentimeter. Derart hohe Energieniveaus können Linsen- und Filterbeschichtungen schnell altern lassen oder zerstören und auch biologische Proben erheblich photochemisch schädigen. Bei einer solch winzigen Punktgröße kann die Diffusion der Wärmeenergie in Wasser jedoch so effektiv sein, dass ein energiereicher Strahl im nahen Infrarotbereich einer biologischen Probe kaum Schaden zufügen kann, es sei denn, die Absorption der Energie durch die Probe ist ausreichend hoch.

Bei vielen Laseranwendungen in der optischen Mikroskopie wird der Laserstrahl zunächst mit Hilfe eines Keplerschen oder Galileischen Strahlaufweiters aufgeweitet, bei denen es sich im Grunde um umgekehrte Teleskope handelt (typische Merkmale des Aufbaus von Laserstrahlaufweitern sind in Abbildung 3 veranschaulicht). Die Divergenz eines kohärenten Gauß-Strahls kann verringert und der Strahl über größere Entfernung optimal kollimiert werden, wenn der Laserstrahl zunächst aufgeweitet wird. Unter Bezugnahme auf die vorherigen Gleichungen ist der Winkelradius des Strahls (θ) umgekehrt proportional zum Strahltaillenradius (a(0)) an der Laseraustrittsöffnung. Eine Vergrößerung des Strahltaillenradius verringert daher proportional die Divergenz.

Für viele Anwendungen in der Mikroskopie ist es praktisch, den Laserausgang über einen flexiblen Lichtleiter direkt in den optischen Pfad des Mikroskops zu leiten (siehe Abbildung 4). Diese Technik ist der alternativen Methode der starren Ausrichtung von Laser und Mikroskop vorzuziehen, bei der ein massiver, vibrationsfreier optischer Tisch sowie zahlreiche feststehende Spiegel und andere Komponenten benötigt werden.

Wenn ein Laserstrahl durch eine Linse auf einen optischen Lichtleiter fokussiert wird, hängen die Kopplungseffizienz und die Eigenschaften des Strahls, der aus dem Lichtleiter austritt, stark von der Lichtleitergeometrie ab. Die meisten Lichtleiter, die zur Übertragung von Laserlicht verwendet werden, enthalten einen Kern aus Quarzglas. Diese Lichtleiter haben einen inneren Kern aus Siliziumdioxid mit hohem Brechungsindex, der von einem Material mit niedrigerem Brechungsindex umgeben ist, dem sogenannten Mantel. Durch die Totalreflexion an der Grenzfläche zwischen Kern und Mantel wird verhindert, dass Licht über die gesamte Länge den Lichtleiter verlässt. Der Mantel kann aus Siliziumdioxid, Glas, einem harten Fluorpolymer oder weichem Silikon bestehen.

Optische Lichtleiter werden je nach dem Durchmesser ihres inneren Kerns als Singlemode- oder Multimode-Lichtleiter klassifiziert. Ein Singlemode-Lichtleiter erlaubt nur die Ausbreitung des niedrigsten Mode bei einer bestimmten Wellenlänge (Abbildung 4). Welche Wellenlänge übertragen und ob die Polarisation der Welle beibehalten wird, hängt vom Durchmesser des Lichtleiters ab. Andere Wellenlängen können sich zwar ebenfalls ausbreiten, aber mit geringerer Effizienz. Typische Singlemode-Lichtleiter haben einen Durchmesser von 3 bis 6 Mikrometern für Wellenlängen des sichtbaren Spektrums, das Ausgangsprofil der Strahlungsstärke eines Singlemode-Lichtleiters ist gaußförmig.

Ein Multimode-Lichtleiter ermöglicht die Ausbreitung von mehr als einem Modus und ist nicht auf eine einzige Wellenlänge beschränkt. Die inneren Kerne von Multimode-Lichtleitern sind größer als bei Singlemode-Lichtleitern und haben einen Durchmesser von etwa 100 Mikrometer bis 1,2 Millimeter. Das Ausgangsstrahlungsprofil eines Multimode-Lichtleiters hat eine flache Form, das sogenannte Top-Hat-Profil, wobei die numerische Apertur durch die Brechungsindizes von Kern und Mantel bestimmt wird.

Der Akzeptanzkegelwinkel θ des Lichtleiterkerns hängt wie folgt von der numerischen Apertur NA des Lichtleiters ab:

NA = sin θ/(n²core - n²cladding)^1/2

für den Brechungsindex. Eine effiziente Einkopplung des Laserlichts in den Lichtleiterkern erfolgt, wenn die numerische Apertur des Lichtleiterkerns und der Strahlkonzentrationslinse aufeinander abgestimmt sind. Der Wirkungsgrad der Lichtübertragung durch einen Lichtleiter liegt in der Regel bei etwa 90 Prozent, kann aber durch Biegungen mit sehr kleinem Radius (weniger als 3 Zentimeter) stark reduziert werden (auf nur 60 oder 70 Prozent).

Bei der Verwendung eines Lasers muss nicht nur verhindert werden, dass direktes oder reflektiertes Laserlicht in das Auge des Betrachters gelangt, sondern auch, dass der Strahl von einer Komponente des optischen Systems zurück in das Lasersystem reflektiert wird. Ersteres ist eine Vorsichtsmaßnahme für die Personensicherheit, letzteres soll verhindern, dass ein zusätzlicher Reflektor einen kohärenten Strahl in den Laser reflektiert und so möglicherweise das System schädigt.

Die Stabilität der Laserlichtquelle ist bei vielen Anwendungen wichtig, insbesondere in der quantitativen Mikroskopie, wo Schwankungen der Beleuchtungsintensität die Ergebnisse eines Experiments beeinträchtigen können. Faktoren, die mit der stimulierten Emission und den Fluktuationen der Resonatorlänge zusammenhängen, können ein Frequenzrauschen im Ausgangsstrahl verursachen. Auch andere Störungen, die Amplitudenschwankungen verursachen, können sowohl ein frequentes Intensitätsrauschen als auch langsame Schwankungen (Drift) der optischen Ausgangsleistung bewirken. Einige Ursachen für diese Intensitätsschwankungen hängen mit der Funktion des Laserkopfes selbst oder mit dem Netzteil zusammen. Die häufigsten Rauschquellen im Ausgangsstrahl verschiedener Laserkategorien sind im Folgenden aufgeführt:

• Gaslaser – Spiegelverschiebungen aufgrund von Resonatorvibrationen, Rauschen optischer Pumpquellen, Plasmaschwingungen und Instabilitäten des Ionenentladungsprozesses, Schwankungen des Netzteilstroms, Mikrofonie aufgrund von Kühlwasserturbulenzen und lüfterinduziertes Rauschen in Zwangskühlsystemen sind allesamt potenzielle Rauschquellen.
• Festkörperlaser – Rauschquellen sind unter anderem Mikrofonie, Fluktuationen der Pumpquelle sowohl für Lampen- als auch für Diodenpumpen, Ausrichtungsfehler des Resonators und das zufällige frequenzabhängige Rauschen (das sogenannte 1/f-Rauschen) aufgrund der thermischen Fluktuationen im Lasermedium.
• Farbstofflaser – Sowohl Rauschen (Hochfrequenz) als auch Drift entstehen durch die Dichte-Inhomogenität und Luftblasen in der Farbstofflösung sowie durch Instabilitäten der Farbstoffpumpe und der Laser-Pumpquelle.
• Halbleiterlaser (Diodenlaser) – Rauschen kann durch Schwankungen des Ansteuerungsstroms (Bias) oder der Temperatur entstehen, 1/f-Rauschen durch das Einfangen von Ladungsträgern im Übergang und andere Arten von Ladungsträger-Rekombinationseffekten (Elektronen-Löcher).

Alle Laser sind anfällig für Störungen, die durch die Netzteile verursacht werden. Schaltnetzteile haben sich aufgrund ihrer Effizienz und geringen Größe durchgesetzt, können aber besonders bei Frequenzen bis in den Bereich von einigen zehn Kilohertz zu Störungen im Lasersystem führen. Wenn solche Interferenzen den Lichtstrahl in optischen Mikroskopiesystemen stören, können Diagnose und Beseitigung besonders schwierig sein. Das Hauptproblem ist die Ähnlichkeit mit dem Rauschen, das durch andere Quellen in das System eingebracht wird, z. B. durch elektromagnetische Felder in der Laborumgebung. Um eine angemessene Ausgangsstabilität zu erreichen, müssen Halbleiterlaser mit Diodennetzteilen höchster elektrischer Stabilität und geringstem Rauschen betrieben werden, die eine präzise Temperaturregelung ermöglichen. Andere externe Rauschquellen, beispielsweise Staub im Labor und Vibrationen, die vom örtlichen Verkehr und von Baumaschinen ausgehen, müssen ebenfalls kontrolliert werden.

Die Strahlintensität von Dauerstrichlasern (cw) kann entweder durch elektronische Regelung des Röhrenstroms oder durch externe Komponenten zur Modulation der Lichtintensität stabilisiert werden. Zur Regelung des Röhrensteuerstroms werden häufig zwei verschiedene Methoden verwendet. Im Konstantstrommodus wird der Röhrenstrom direkt durch elektronische Rückkopplung korrigiert, um Schwankungen zu minimieren. Da die Laserleistung auch temperaturabhängig ist, ist diese Art von Steuerkreis am effektivsten, wenn eine angemessene Temperaturregelung vorgesehen ist. Stabilisierungssysteme mit konstanter Ausgangsleistung regeln den Ansteuerstrom in Abhängigkeit von dem Signal einer Schaltung, die den Ausgangsstrahl mit einem Strahlteiler und einer Fotodiodenüberwachung erfasst. Diese Anordnung ist für Gaslaser und verschiedene andere Geometrien anwendbar, kleinere Diodenlaser werden üblicherweise in einem Gehäuse montiert, das bereits eine integrierte Photodiode enthält. Die Monitorphotodiode erfasst die Emission an der Rückseite des Laserwafers und erzeugt ein Rückkopplungssignal zur Regulierung der Ausgangsleistung.

Externe Komponenten zur Stabilisierung der Laserintensität arbeiten in der Regel mit schneller Rückmeldung zur Ansteuerung eines elektrooptischen Modulators, der Schwankungen der Strahlleistung minimiert. Der externe Pockelszellen-Modulator (siehe Abbildung 5) ist von verschiedenen Herstellern erhältlich und kann im Prinzip zur Stabilisierung der Ausgangsleistung eines beliebigen Dauerstrichlasers verwendet werden. Mit diesem Verfahren können große Intensitätsschwankungen (bis etwa 50 %) korrigiert werden, allerdings bei proportionaler Verringerung der Gesamtausgangsleistung. Bei vielen Systemen ist ein breiter Korrekturbereich wichtig. Bei einem Helium-Cadmium-Laser kann beispielsweise die Ausgangsleistung um etwa 20 Prozent schwanken, was zum Teil auf starke Plasmaschwingungen zwischen bestimmten Strahlfrequenzen zurückzuführen ist. Es gibt Systeme, die geeignet sein sollen, die Ausgangsleistung von cw- und mode-locked-Lasern bis auf wenige Hundertstel Prozent genau über einen Frequenzbereich von Gleichstrom bis zu mehreren hundert Megahertz mit einer Rauschdämpfung von 500:1 oder mehr zu regulieren.

Die Hauptteile eines Pockelszellen-Modulators sind in Abbildung 5 dargestellt. Mitunter werden externe Geräte zur Regulierung der Laserausgangsintensität ähnlich dem Aufbau in Abbildung 5 unter dem Begriff Noise Eater kategorisiert oder vermarktet

. Das Grundkonzept hinter elektrooptischen Modulatoren, bei denen der Pockels-Effekt genutzt wird, basiert auf einem Mechanismus zur Veränderung der Polarisationseigenschaften in extrem hoher Geschwindigkeit, um einen variablen Strahldämpfer zur Steuerung der Laserintensität zu schaffen. Der Polarisationszustand des Laserausgangs bestimmt die Gesamtdämpfung des Modulators, es ist jedoch eine Transmission von bis zu 80 Prozent möglich. Nach der Emission aus dem Laserkopf wird ein Teil des Strahls durch einen Strahlteiler auf eine Fotodiode umgeleitet, die die Intensität mit einer voreingestellten (wählbaren) Referenzintensität vergleicht und das Differenzsignal so verstärkt, dass es den elektrooptischen Pockelszellen-Modulator ansteuern kann. Das verstärkte Signal ändert den Brechungsindex in der Zelle, die die Polarisationsebene dreht und so die Strahlendämpfung je nach der angelegten Differenzspannung verändert. Zu den Stoffen, die ihre Polarisationseigenschaften bei Änderungen des elektrischen Feldes ändern (Pockels-Effekt), gehören Kaliumdihydrogenphosphat und Lithiumniobat. Kristalle aus diesen Materialien werden häufig in Strahlmodulatoren verwendet.

Fazit