Entwicklung und Aufbau eines optischen - IAP TU

Entwicklung und Aufbau
eines optischen Verstärkers
für ps-Laserpulse
Development and Implementation of a Pulsed Dye Amplifier for ps-Laserpulses
Master-Thesis von Vladimir Dovgal
September 2009
Fachbereich Physik
Institut für Angewandte Physik
Nichtlineare Optik und
Quantenoptik
Entwicklung und Aufbau eines optischen Verstärkers für ps-Laserpulse
Development and Implementation of a Pulsed Dye Amplifier for ps-Laserpulses
vorgelegte Master-Thesis von Vladimir Dovgal
1. Gutachten: Prof. Dr. Thomas Halfmann
2. Gutachten: Dipl. Phys. Holger Münch
Tag der Einreichung:
Inhaltsverzeichnis
Einleitung
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1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
1.1 Grundlagen . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
1.2 Erzeugung von ps-Laserpulsen im sichtbaren Spektralbereich . . . . .
1.3 Das Verstärkersystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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2 Optische Verstärker
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3 Der Farbstoffverstärker
3.1 Wahl des Verstärkermediums . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.1 Randparameter . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.2 Niveauschema von Laserfarbstoffen am Beispiel von Rhodamin 6G . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.1.3 Spektroskopie von Rhodamin 6G . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.2 Aufbau der ersten Verstärkerstufe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.3 Aufbau der zweiten Verstärkerstufe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.4 Aufbau der dritten Verstärkerstufe . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
3.5.1 Allgemeines zur Messung der Pulsverstärkung . . . . . . . . .
3.5.2 Abschätzung der Verstärkung der einzelnen Stufen . . . . . .
3.5.3 Sättigungseffekte der einzelnen Stufen . . . . . . . . . . . . .
3.5.4 Strahlprofile . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
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4 Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
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4.1 Experimenteller Aufbau der ersten Stufe im Doppelpass . . . . . . . . 39
4.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers . . . . . . . . . . . . . 41
5 Bow-Tie Geometrie der dritten Stufe
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5.1 Realisierung der Bow-Tie Anordnung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 47
5.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers . . . . . . . . . . . . . 48
6 Fluoreszenzspektroskopie
53
6.1 Experimentaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
6.2 Spektroskopie . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 53
i
ii
Inhaltsverzeichnis
7 Zusammenfassung und Ausblick
59
Danksagung
iii
Einleitung
Die Erzeugung von kohärenter Strahlung im Wellenlängenbereich von 50-200 nm
ist Gegenstand aktueller Forschung. Zur Erzeugung dieser Strahlung können u.a.
Effekte der nicht-linearen Optik wie z.B. die Frequenzkonversion genutzt werden.
Um hohe Effizienz bei der Erzeugung von höheren Harmonischen zu erzielen, sind
hohe Intensitäten der fundamentalen Strahlung erforderlich. Diese Intensitäten
lassen sich durch die Verwendung kurzer bis ultrakurzer Laserpulse mit genügend
hohen Pulsenergien erreichen. Mit kommerziell erhältlichen Lasersystemen lassen
sich Laserpulse mit entsprechender Wellenlänge und Pulsdauer für die geplanten
Experimente zur Frequenzkonversion bereitstellen. Die Pulsenergie dieser Laserpulse ist jedoch so gering (∼nJ), dass eine Nachverstärkung erfolgen muss. Im
Rahmen dieser Masterarbeit soll ein Verstärkersystem entwickelt werden, welches
bisherige Systeme in Pulsenergie und Qualität des Strahlprofils übertrifft.
Es existiert eine große Typenvielfalt von optischen Verstärkern. Einen ausführlichen Überblick über die wichtigsten Arten von optischen Verstärkern und deren
Vorteilen sowie Nachteilen im Hinblick auf die angestrebten Ziele liefert das Kapitel 2. Im Rahmen dieser Arbeit wird ein Laserfarbstoff basierter optischer Verstärker entwickelt. Zur Zeit wird ein kommerzielles Farbstoffverstärkersystem im
Labor eingesetzt. Während der Entwicklung des neuen Systems werden mehrere
Ziele angestrebt. Die meisten Ziele der Arbeit leiten sich aus den Eigenschaften
von dem aktuell verwendeten Verstärkersystems ab. Der spektrale Einsatzgebiet
des Verstärkers soll zwischen 500 nm und 680 nm liegen. Das Verstärkersystem
wird auf die Verwendung mit ps-Laserpulse orientiert. Der Schwerpunkt wird auf
die Energie der Ausganspulse gelegt. Es wird erhofft, dass die Ausganspulsenergie den Wert des aktuellen Systems von ∼100 µJ übertreffen wird und Energiewerte zwischen 100 µJ und 1 mJ erreicht werden. Insbesondere die MultipassAnordnung einzelner Verstärkerstufen soll bei der Ausganspulsenergie dem neuen
System im Vergleich zum aktuell genutzten System deutliche Vorteile bringen. Eine weitere Zielsetzung im Bezug auf das aktuelle System betrifft die Qualität des
Strahlprofils am Ausgang des Systems. Das Strahlprofil am Ausgang vom aktuell
eingesetzten System ist D-förmig. Das beruht überwiegend auf den eingesetzten
Verstärkerstufengeometrien. Mit neuartigen Verstärkerstufengeometrien wird ein
Gauß-förmiges Strahlprofil in Verbindung mit höheren Verstärkungsfaktoren angestrebt.
In den folgenden Kapiteln werden die bereits erwähnten sowie weitere Ideen vorgestellt, welche die Erreichung der gesetzten Ziele ermöglichen.
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Inhaltsverzeichnis
Kapitel 1
Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
1.1
Grundlagen
Die Erzeugung ultrakurzer Laserpulse in einem Laserresonator basiert auf der
Wechselwirkung der einzelnen longitudinalen Resonatormoden. Als longitudinale Mode wird eine Feldverteilung im Resonator bezeichnet, die sich selbst nach
einem Umlauf im Resonator reproduziert. Die Entstehung der longitudinalen
Resonatormoden wird durch zwei Randbedingungen begünstigt. Die erste Randbedingung ist die Länge des Resonators. Diese legt den spektralen Abstand der
einzelnen longitudinalen Moden zu einander fest. Der Resonator wirkt somit wie
ein Kammfilter. Eine theoretisch unendliche Anzahl der im Resonator existierenden longitudinalen Moden wird durch das aktive Medium begrenzt. Nur die im
Verstärkungsintervall des aktiven Mediums liegende Moden erfahren eine Verstärkung. Alle anderen Moden schwingen nicht an. Die zweite Randbedingung ist
somit die Verstärkungsbandbreite des aktiven Mediums. Es gilt der Zusammenhang: je breiter der Verstärkungsbereich und größer der Resonator, desto mehr
longitudinale Moden schwingen an. Eine weitere Unterteilung der Resonatormoden wird nach ihren transversalen Parametern gemacht. Die transversalen Moden
werden durch die räumliche Phasenverteilung in der Querschnittsebene der Mode
unterschieden.
Die Wechselwirkung der einzelnen longitudinalen Moden im Resonator während
des gewöhnlichen Betriebszustands des Lasersystems führt zu Intensitätsschwächungen des Ausgangssignals. Im Fall eines Systems mit nur wenigen Moden
sind die Schwankungen stark ausgeprägt (Beating) [3]. Bei einer großen Anzahl
von longitudinalen Resonatormoden hat die Schwankungsdynamik aufgrund der
statistischen Phasenverteilung der einzelnen Moden die Eigenschaften des deterministischen Chaos. Aufgrund der dominierenden destruktiven Interferenz wird
die Amplitude der Schwankungen deutlich kleiner. Wenn man nun die Phasen
vieler Moden miteinander starr koppelt (Modenkopplung), beobachtet man die
Ausartung der Intesitätsschwankungen zu einem gepulsten Betrieb. Die Pulsdauer
ist dabei antiproportional zu der Menge der gekoppelten Moden. Diese ist proportional zu der Verstärkungsbandbreite des aktiven Mediums. Der zeitliche Abstand
zwischen den einzelnen Pulsen ist proportional zu der Resonatorlänge und antiproportional zu dem spektralen Modenabstand. [3]
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1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
Es existieren zwei grundlegende Ansätze um die Modenkopplung zu erreichen.
Der erste ist die aktive Modenkopplung [4]. Hierbei wird im Resonator ein modulierendes meist elektro-optisches Element platziert. Die Modulation erfolgt
entweder im Amplituden- oder im Frequenzraum. Bei der Amplitudenmodulation des Signals werden Seitenbänder erzeugt. Wenn die Modulationsfrequenz
mit dem spektralen Modenabstand im Resonator (oder einem Vielfachen davon)
übereinstimmt, werden die Seitenbänder zu eigenständigen Moden. Diese haben
jedoch eine feste Phasenbeziehung zu der primären Mode. Die Seitenbandmoden
erzeugen rekursiv weitere Seitenbänder, die ebenfalls als eigenständige Moden im
Resonator anschwingen. Auf diese Weise entsteht eine dominierende Modenstruktur mit fester Phasenbeziehung. Die Interferenz der Moden führt zum gepulsten
Betrieb des Lasers. [3]
Abbildung 1.1: Dargestellt das Prinzip der Kerr-Lens-Modenkopplung. Die stärkere longitudinale Mode (in dunkelgrau dargestellt) fokussiert sich selbst. Die schwächere longitudinale Mode (gestrichelt dargestellt) wird räumlich heraus gefiltert.
Die passive Modenkopplung stellt den zweiten Ansatz dar [4]. Bei dieser
Methode platziert man z.B. einen sättigbaren Absorber in den Resonator. Der sättigbare Absorber zeigt ein intensitätsabhängiges Absorbtionsverhalten. Die Moden
mit schwacher und mittlerer Intensität werden unterdrückt. Eine zufällig entstandene Intensitätsspitze erhält dadurch mehr Pumpenergie und artet nach mehreren
Umläufen in einem ultrakurzen Puls aus.
Eine weitere Art der passiven Modenkopplung ist die Kerr-Lens-Modenkopplung
(KLM) [5]. Diese ist ein nicht linearer optischer Effekt zweiter Ordnung. Die
Grundlage des KLM ist die Tatsache, dass die optische Strahlung bei einer genügend hohen Energie den Brechungsindex des Mediums aktiv beeinflusst (Abb.
1.1). Als Folge davon kann es zu einer dynamischen Linsenbildung innerhalb des
Mediums kommen. Die energetisch stärkere Strahlung fokussiert sich somit selbst.
Auf diese Weise kann man schwächere Moden räumlich herausfiltern. Initiiert
wird der Prozess der Selbstfokussierung durch einen mechanischen Stoß. Die
passive Modenkopplung liefert in der Regel kürzere Pulse, als die aktive Modenkopplung. [6]
1.1 Grundlagen
5
Um die Pulsdauer beeinflussen zu können, kann man in den Resonator ein bandbreitenbegrenzendes Element einbauen. Dabei gilt der Zusammenhang: je kleiner
die Bandbreite des Elements, desto länger ist die Pulsdauer. Diesem Zusammenhang zu Grunde liegende Konzept basiert auf der Fourierdarstellung der Pulse
im Frequenzraum. Mit einem Gires-Tournois Interferometer (GTI) lässt sich die
Pulsdauer auf die oben erwähnte Weise einstellen. Ein GTI ist ein asymmetrischer
Fabry-Perrot Interferometer (Abb. 1.2). Der erste Spiegel auf dem Weg des Strahls
in das Interferometer ist üblicherweise halb durchlässig. Der zweite Spiegel weist
eine annähernd 100 prozentige Reflektivität auf. Aus diesem Grund werden sämtliche spektrale Komponenten des Pulses mit gleicher Effizienz bezüglich deren
Energie reflektiert. Einzig die Phase von jeder Komponente erfährt eine Modulation. Der vom zweiten Spiegel reflektierte Strahl interferiert mit dem vom ersten
halb durchlässigen Spiegel reflektierten Strahl. Fällt die Interferenz destruktiv aus,
bleibt die Energie für einen weiteren Durchlauf im GTI. Die Reflektivität des GTI
ist somit auf der Resonanz am kleinsten. Die Verweildauer von einer spektralen
Komponente im GTI ist von dessen Wellenlänge sowie von dem auf den GTI eintreffenden Strahl abhängig. [7]
Abbildung 1.2: Das Funktionsprinzip von einem Gires-Tournois Interferometer. Der vom
zweiten Spiegel reflektierte Strahl interferiert mit dem vom ersten halb durchlässigen Spiegel reflektierten Strahl. Fällt die Interferenz destruktiv aus, bleibt die Energie für einen
weiteren Durchlauf im GTI. Die Verweildauer von einer spektralen Komponente eines optischen Pulses im GTI ist von dessen Wellenlänge sowie von der auf den GTI eintreffenden
spektralen Komponente abhängig.
Im nächsten Abschnitt wird die Erzeugung ultrakurzer Laserpulse im Labor
beschrieben.
6
1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
1.2 Erzeugung von ps-Laserpulsen im sichtbaren Spektralbereich
Die einzelnen Module, aus den das Lasersystem besteht, werden in diesem Abschnitt beschrieben. Das gesamte Lasersystem ist in der Abb. 1.3 dargestellt.
Abbildung 1.3: Das Lasersystem, bestehend aus einem Pulserzeugungszweig (in rot dargestellt) sowie dem Verstärkungszweig (in grün dargestellt).
1.2 Erzeugung von ps-Laserpulsen im sichtbaren Spektralbereich
7
Grundsätzlich besteht das Lasersystem aus zwei funktionalen Zweigen: dem
Pikosekundenzweig und dem Verstärkerzweig. In dem Pikosekundenzweig werden die ps-Pulse im benötigten spektralen Bereich erzeugt. Der Verstärkerzweig
besteht aus dem optischen Verstärker und dem Pumplasersystem.
Der Pikosekundenzweig besteht aus einem Titan-Saphir (Ti:Sa) Lasersystem,
einem Neodym Yttrium-Vanadate (Nd:YVO) Pumplaser sowie einem optischparametrischen Oszillator (im Folgenden OPO). Das Ti:Sa Lasersystem spielt
in der Erzeugung der ps-Pulse eine zentrale Rolle. Das aktive Medium im Ti:Sa
Lasersystem ist der Ti:Sa Kristall. Das Emissionsspektrum des Ti:Sa Kristalls liegt
zwischen 670 nm und 1070 nm mit einem Maximum bei etwa 800 nm. Das breite
Emissionsspektrum ermöglicht eine relativ hohe Durchstimmbarkeit des Lasers.
Die Erzeugung der ps-Pulse wird mit Hilfe der passiven Modenkopplung erreicht.
Der dahinter steckende Prozess ist das Kerr-Lens-Modenkopplung (siehe Grundlagen).
Die Ausgangsstrahlung des Ti:Sa Lasers ist ein Pulszug mit einer Frequenz von
76 MHz. Die Pulse haben eine Dauer von unter 3 ps und erreichen eine Energie
von ca. 25 nJ, was einer mittleren Ausgangsleistung von ca. 2 W entspricht. Im
spektralen Raum haben die Pulse eine zentrale Wellenlänge von 771 nm. Die für
den Ti:Sa Laser notwendige Pumpstrahlung wird von einem frequenzverdoppelten Nd:YVO Laser (Modell Verdi V18 der Firma Coherent) bereitgestellt. Dieser
emittiert eine kontinuierliche Strahlung der Wellenlänge 532 nm mit einer Ausgangsleistung von 13 W.
Die in dem Ti:Sa Laser erzeugten Pulse gelangen anschließend in einen optischparametrischen Oszillator (OPO). Der OPO ist ein synchron gepumptes optisches
System, welches den Eingangsstrahl in zwei spektrale Komponenten zerlegt. Die
spektralen Komponenten werden als Signal und Idler bezeichnet. Der Konversionsprozess findet in einem periodisch gepolten Lithium Niobat Kristall (PPLN)
statt. Der PPLN gewährleistet die Phasenanpassung über den kompletten spektralen Bereich zwischen 1000 nm und 1400 nm. Der Resonator des OPO Systems
wird in einer Ring Konfiguration betrieben. Auf diese Weise erreicht man die Zirkulation der Signalpulse im Resonator. Die Länge des Resonators ist so gewählt,
dass die zeitlich benachbarten Pulse sich im PPLN Kristall überlappen. Dadurch
wird das synchrone Pumpen ermöglicht. Durch ein zusätzliches dispersives Element im Resonator (Quarzblock) und der Veränderung der Resonatorlänge wird
die Möglichkeit einer selektiven Verstärkung einzelner spektralen Komponenten
der Pulse gewährt. Dadurch erreicht man hohe Durchstimmbarkeit des Systems.
Im Resonator des Systems befindet sich außerdem ein temperaturgetunter LBO
Kristall zur Frequenzverdoppelung der erzeugten Strahlung. Dadurch wird die Signalstrahlung aus dem spektralen Bereich von 1000 nm bis 1400 nm in Strahlung
der Wellenlänge von 500 nm bis 700 nm konvertiert. Nach dem Durchlaufen der
beiden nichtlinearen optischen Prozessen stehen ps Pulse mit einem Energiegehalt von 2-3 nJ pro Puls sowie einer Repetitionsrate von 76 MHz den weiteren
Komponenten des Lasersystems zur Verfügung. Der Ausgangsstrahldurchmesser
des OPO Systems beträgt ca. 2mm.
8
1 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
1.3 Das Verstärkersystem
Als Nächstes wird der Verstärkerzweig des Lasersystems beschrieben. Dieser besteht im Wesentlichen aus einem Farbstoffverstärker und einem Pumplasersystem.
Der Pumplaser wird benötigt um den Farbstoffverstärker mit Energie zu versorgen.
Als Pumplaser wird ein gütegeschalteter Nd:YAG Laser mit Ausgangspulsenergie
von 1 J bei 1064 nm verwendet. Der Strahl vom Nd:YAG Laser wird mit dem
Strahl eines Seedlasers im Resonator des Nd:YAG Lasers überlagert. Der Seedlaser
gibt einer bestimmten Mode den energetischen Vorsprung und verhindert damit
das Anschwingen weiterer Moden im Nd:YAG Resonator. Durch Seeding werden
fourier-limitierte Pulse mit einer Dauer von ca. 14 ns erzeugt. Die Ausgangsstrahlung wird anschließend in einem β -Barium-Borat Kristall (BBO) frequenzverdoppelt. Die resultierenden Pulse mit einer Wellenlänge von 532 nm, im Folgenden
als Pumpstrahlung bezeichnet, haben eine Energie von ca. 140 mJ und eine Dauer
von 5-7 ns und werden zum optischen Pumpen des Farbstoffverstärkers verwendet.
Im Farbstoffverstärker findet eine Wechselwirkung des Signalpulses mit dem
Pumppuls statt. Um diese Wechselwirkung zu ermöglichen müssen der Pumppuls
und der Signalpuls zeitlich synchronisiert werden. Zu diesem Zweck liefert eine in
den Ti:Sa Laser eingebaute Photodiode ein elektrisches Signal mit einer Pulsfrequenz von ca. 76 MHz. Die Synchronisation geschieht mittels einer Triggerung der
Blitzlampen sowie vom Q-Switch des Pumplasers an den Ausgangssignal des Ti:Sa
Lasers. Das elektrische Signal wird dabei mittels mehrerer Frequenzteilerschaltungen (PRL-350ECL, PRL-260ANT sowie PRL-230 von der Firma Pulse Research Lab)
in ein Signal von 19,92 Hz umgewandelt. Das 19,92 Hz Signal wird an den Triggereingang des Pumplasers geleitet und löst dort die Blitzlampenzündung aus.
Der Farbstoffverstärker kann daher nur jeden ca. 3800000sten Signalpuls verstärken. Ein Delay Generator (Modell DG535 der Firma SRS) ermöglicht eine feine
Verschiebung des Pumppulses relativ zum Signalpuls in der zeitlichen Domäne.
Kapitel 2
Optische Verstärker
Für Experimente im Bereich der Quantenoptik und nichtlinearen Optik wird typischerweise eine hoch intensive Laserstrahlung benötigt. Hinreichend hohe Intensitäten erreicht man durch die Verwendung von kurzen bis ultrakurzen Laserpulsen
mit einer hohen Pulsenergie. In vielen Experimenten ist außerdem eine spektrale
Durchstimmbarkeit der verwendeten Laserpulse notwendig. Typische Lasersysteme, die solche durchstimmbaren Laserpulse erzeugen, emittieren nur eine geringe
Energie pro Puls. Daher ist es meistens notwendig die erzeugten Laserpulse nachzuverstärken.
Die Nachverstärkung geschieht in optischen Verstärkern. Den meisten optischen
Verstärkern liegt das selbe Prinzip zugrunde.
Abbildung 2.1: Das Vier-Niveau Energieschema. E Pump versetzt das System in den Zustand
|3>. Die Übergänge von |3> nach |2> sowie von |1> nach |4> sind strahlungsfrei. Der
Signalpuls wird durch stimulierte Emission auf dem Übergang von |2> nach |1> verstärkt.
Das zentrale Element im Verstärker ist ein aktives Medium mit z.B. einem
Vier-Niveau-System (siehe Abb. 2.1). Das aktive Medium wird mit Laserlicht oder
elektrischem Strom aus dem Grundzustand |4> in den Zustand |3> angeregt.
Anschließend relaxiert das System strahlungsfrei in den Zustand |2>. Durch
9
10
2 Optische Verstärker
stimulierte Emission auf dem Übergang |2> - |1> wird dann der Signalpuls
verstärkt. Durch strahlungsfreie Relaxation gelangt das System dann zurück in
den Grundzustand |4>. Für eine effektive Verstärkung muss τ|2> >> τ|1> und
τ|2> > τ Puls gelten. Je nach Anwendungsgebiet haben sich verschiedene Typen von
optischen Verstärkern durchgesetzt.
Abbildung 2.2: Die schematische Darstellung eines regenerativen Verstärkers. Die Pulseinkopplung sowie Pulsauskopplung in bzw. aus dem Resonator erfolgen über einen elektro
optischen Modulator. Die Anzahl der Umläufe ist variabel. Die Verstärkung des Pulses erfolgt im aktiven Medium (typischerweise Ti:Saphir Kristall)
Der am meisten verbreitete Typ ist der regenerative Verstärker. Der regenerative Verstärker bietet einen sehr hohen Verstärkungsfaktor (bis 100 dB) [8] und
wird meistens zur Verstärkung von ultrakurzen Laserpulsen mit Femto- bis Pikosekunden Pulsdauer genutzt. Der Aufbau eines regenerativen Verstärkers besteht
aus einem optischen Resonator samt aktiven Medium und einem Pumplaser. Als
aktives Medium wird üblicherweise Ti:Sa verwendet. Ti:Sa hat ein breites Fluoreszenzband (von 650 nm bis 1100 nm) sowie eine hohe Wärmeleitfähigkeit. Die
hohe Wärmeleitfähigkeit ist für den Verstärkungsprozess von großer Bedeutung,
da sie lokale Veränderungen der optischen Eigenschaften durch thermische Effekte unterdrückt. Das Absorptionsband des Ti:Sa Kristalls befindet sich im grünen
Spektralbereich. Die Lebensdauer des angeregten Zustandes beträgt etwa 3,2 µs
[9]. Im Vergleich zu anderen Festkörpermaterialen, wie z.B. Nd:Glas-Kristalle ist
die Lebensdauer des angeregten Zustandes bei Ti:Sa relativ gering. Diese Tatsache
erfordert höhere Pumpstrahlintesitäten. Das Funktionsprinzip vom regenerativen
Verstärker lässt sich anhand von Abb. 2.2 verdeutlichen. Der Ti:Sa Kristall wird
mit einem Pumplaser im grünem Spektralbereich gepumpt. Der Signalpuls wird
11
durch einen elektro-optischen (seltener akusto-optischen) Modulator in den Resonator eingekoppelt. Nach vielen Durchgängen durch den optischen Resonator
wird der Puls über einen zweiten elektro-optischen Modulator aus dem Resonator
ausgekoppelt. Die Anzahl der Durchgänge des Pulses im Resonator kann sehr groß
werden (ca. 10000) [8]. Dadurch erreicht das System sehr hohe Verstärkungsfaktoren. Die typische Ausgangsfrequenz der verstärkten Pulse aus dem Verstärker
liegt bei ca. 1 kHz. Je kleiner diese Frequenz ist, desto mehr Durchgänge werden
durch das aktive Medium erzielt. Die Anzahl der Durchgänge durch das aktive Medium wirkt sich auf den Verstärkungsfaktor aus. Der regenerative Verstärker kann
sowohl im kontinuierlichen als auch im gepulsten Modus gepumpt werden. Bei
einer kleineren Ausgangsfrequenz der verstärkten Pulse aus dem Verstärker wird
der gepulste Pumpmodus bevorzugt. Zu den Nachteilen des regenerativen Verstärkers zählt die zeitliche Pulsverbreiterung. Diese entsteht hauptsächlich durch
die begrenzte Verstärkungsbandbreite des aktiven Mediums. Der regenerative Verstärker funktioniert nicht in dem geforderten spektralen Bereich zwischen 500 nm
und 680 nm, da es für diesen spektralen Bereich noch kein entsprechendes aktives
Medium gibt.
Abbildung 2.3: Der Multipass Verstärker besitzt keinen optischen Resonator. Die Anzahl
der Umläufe wird über die Anzahl der Spiegel festgelegt. Als aktives Medium werden typischerweise Ti:Saphir Kristalle verwendet.
Eine zweite Art der optischen Verstärker ist der Multipass Verstärker. Der
Aufbau des Multipass Verstärkers ist dem des regenerativen Verstärkers ähnlich
(Abb. 2.3). Allerdings besitzt der Multipass Verstärker keinen optischen Resonator.
Mehrere Durchgänge durch das aktive Medium werden durch spezielle Spiegelanordnung erreicht. Die Anzahl der Durchläufe liegt im einstelligen Bereich. Der
Puls durchläuft bei jedem Durchgang einen teilweise anderen Bereich des aktiven
Mediums. Auch bei den Multipass Verstärkern ist Ti:Sa als aktives Medium sehr
verbreitet. Die Multipass Verstärker erreichen im Vergleich zu den regenerativen Verstärkern relativ niedrige Verstärkungsfaktoren (ca. 10 dB) [8]. Allerdings
12
2 Optische Verstärker
werden die Multipass Verstärker bei hohen Eingangsenergien bevorzugt. Üblicherweise kombiniert man die regenerativen und die Multipass Verstärker miteinander.
Der Multipass Verstärker deckt nicht den für die Experimente notwendigen spektralen Bereich ab und ist daher ungeeignet.
Eine weitere Art von optischen Verstärkern sind die Faserverstärker (Abb. 2.4). Bei
diesem Typ wird eine Selten-Erd-dotierte Glasfaser als aktives Medium verwendet.
Die Faserverstärker werden meistens in den Bereichen der Telekommunikation
eingesetzt. Daraus ergeben sich die anwendungsspezifischen Eigenschaften des
Verstärkers. Durch die große Länge (bis zu einigen Hundert Meter) [8] des aktiven Mediums werden sehr große Verstärkungsfaktoren erreicht (bis 100 dB) [8].
Die Faserverstärker sind nicht geeignet für hohe Pulsenergien.
Abbildung 2.4: Die Pulsverstärkung in einem Faserverstärker erfolgt über die Einkopplung
des Pumplichtes in die Faser. Durch die große Länge des Faserverstärkers kann der Verstärkungsfaktor sehr hoch werden.
Ein Grund hierfür ist die stark ausgeprägte chromatische Dispersion innerhalb der
Faser. Ein weiterer Grund sind die in der Faser auftretenden nichtlinearen optischen Effekte (wie z.B. Brilloin-Streuung, Raman-Streuung). Diese verhindern eine störungsfreie Propagation des Pulses durch die Faser. Die schlechte Abdeckung
des benötigten spektralen Bereichs macht die Faserverstärker ebenfalls für die angestrebten Experimente ungeeignet.
Die nächste Klasse der optischen Verstärker bilden die optisch parametrischen Verstärker (optical parametric amplifier, OPA). Die Funktionsweise des OPA stellt eine
Ausnahme von den bisher beschriebenen Prozessen dar. Der OPA basiert im Gegensatz zu den aufgeführten Verstärkern auf der nichtlinearen Wechselwirkung
der Strahlen im aktiven Medium. Als aktives Medium verwendet man typischerweise einen doppelbrechenden Kristall. Der Pumpstrahl (Abb. 2.5) wird mittels
Differenzfrequenzerzeugung [14] in Signal und Idler Komponenten zerlegt.
Dabei ist jede Kombination ωS + ω I = ω P (mit ω als Kreisfrequenz der beteiligten Strahlen) möglich, sofern die Bedingung der Phasenanpassung erfüllt ist
[14]. OPA weist eine gute Durchstimmbarkeit auf. Diese wird durch Veränderung der Phasenanpassungsbedingung mittels Temperaturvariation oder Drehung
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Abbildung 2.5: Der optisch parametrische Verstärker basiert auf einer nichtlinearen Wechselwirkung der Strahlen im aktiven Medium. Dabei gilt: ω I d l er = ω Pump − ωSi g nal .
des Kristalls erreicht. Um die Bandbreite des Signals zu reduzieren koppelt man
zusätzlich zum Pumpstrahl einen (Seed-)Signalstrahl in den Kristall ein. Im Unterschied zu den anderen optischen Verstärkern wird im aktiven Medium von OPA
keine Energie gespeichert. Aus diesem Grund sind die Dauer des Pumppulses und
des Signalpulses meistens gleich. Während der nichtlinearen Wechselwirkung entsteht keine Wärme im Kristall. Eine vernachlässigbar geringe Wärmeentwicklung
kommt durch parasitäre Prozesse, wie z.B. Streuung an Kristalldefekten, zustande.
Aus diesem Grund werden OPA’s für große Pulsenergien bevorzugt. Da die Pumppulsdauer (∼5-7 ns) sich von der Signalpulsdauer (∼1-2 ps) stark unterscheidet,
ist der OPA für das aktuelle Projekt ungeeignet.
Eine weitere Art der optischen Verstärker sind die Farbstoffverstärker. Diese basieren auf Laserfarbstoffen als aktives Medium. Die Farbstoffe werden meist in
fester oder flüssiger Form verwendet [10]. Zu den großen Vorteilen des Farbstoffverstärkers zählt seine hohe spektrale Durchstimmbarkeit. Die unterschiedlichen
Laserfarbstoffe decken einen sehr großen spektralen Bereich ab (von 430 nm bis
950 nm mit Nd:Yag als Pumplaser [11]). Die meisten Laserfarbstoffe haben einen
breiten Fluoreszenzbereich (>10 nm [12]) . Mit Variation der Lösungsmittel ist
man in der Lage den Fluoreszenzbereich geringfügig zu verschieben (∼5-10 nm
siehe Messungen in Kapitel 6). Als weiterer Vorteil der Farbstoffverstärker ist die
gute Verträglichkeit von hohen Pulsenergien zu nennen. Aus den Argumenten
geht eine gute Eignung der Farbstoffverstärkern für das aktuelle Projekt hervor.
Aus diesem Grund werden die dem Farbstoffverstärker zugrunde liegende Ideen
etwas genauer beschrieben. Der Farbstoffverstärker besteht im wesentlichen aus
optischen bzw. technischen Elementen, die eine Wechselwirkung der Signalpulse
mit den Pumppulsen im aktiven Medium ermöglichen. Die Wechselwirkung findet
meistens in drei oder mehr in Serie geschalteten Verstärkerstufen statt (Abb. 2.6).
Die einzelnen Verstärkerstufen werden über mechanische Pumpen mit Farbstofflösung versorgt. Der Signalstrahl wird mittels geeigneten Spiegeln und Linsen durch
die einzelne Verstärkerstufen geführt. Um die Verstärkerstufen mit Pumpenergie
zu versorgen wird ein Strahlgang für die Pumpstrahlung benötigt. Dieser besteht
aus Strahlteilern und Umlenkoptiken. Der Strahlgang ermöglicht eine variable
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2 Optische Verstärker
Pumpenergieverteilung zwischen den Verstärkerstufen. Der zwischen dem Signalpuls und dem Pumppuls stattfindender Wechselwirkungsprozess besitzt eine Reihe
von wichtigen Parametern, welche direkte Auswirkungen auf die Verstärkung des
gesamten Systems haben. Im Folgenden werden diese der Reihe nach diskutiert.
Die Frage der optimalen zeitlichen Position des Signal- bzw. Pumppulses relativ
zueinander spielt in der Funktion des Verstärkers eine wichtige Rolle. Die Dauer
des Pumppulses beträgt ca. 5-7 ns und ist somit wesentlich größer, als die Dauer
des Signalpulses (∼1-2 ps). Die optimale zeitliche Platzierung des Signalpulses
relativ zum Pumppuls hängt stark von der Lebensdauer des angeregten Zustandes
ab und ist für die meisten Laserfarbstoffe unmittelbar vor dem Intesitätsmaximum des Pumppulses. Zur dieser Zeit ist das aktive Medium bereits gesättigt und
die spontane Emission noch nicht dominant. Die genannte zeitliche Abfolge von
Pump- und Signalpuls ist für jede der drei Verstärkerstufen vorteilhaft.
Ein weiterer wichtiger Parameter der Pulswechselwirkung ist die richtige Größe
der Strahlprofile. Da die Pumpeffektivität exponentiell mit dem Abstand vom
Pumpfenster abnimmt [16], wird der Strahldurchmesser des Pumpstrahls etwas
größer (150%-200%) gewählt, als der Strahldurchmesser des Signalstrahls.
Abbildung 2.6: Ein typischer Farbstoffverstärker besteht aus mehreren in Serie geschalteten Verstärkerstufen. Die Pumpstrahlung wird den einzelnen Verstärkerstufen über geeignete Strahlteileroptiken zugeführt. Der Signalstrahl wird mittels geeigneten Spiegeln und
Linsen durch die einzelne Verstärkerstufen geführt.
Eine zusätzliche Bedingung für die Strahldurchmesser wird durch das Sättigungsverhalten des Laserfarbstoffes aufgelegt [13]. Ab einer bestimmten Signalpulsenergie am Eingang der Verstärkerstufe fällt der Verstärkungsfaktor deutlich ab
und die Ausgangspulsenergie bleibt annähernd konstant. Um dieses Verhalten zu
umgehen werden die Signalstrahldurchmesser sowie Pumpstrahldurchmesser in
den jeweiligen Verstärkerstufen aufgeweitet. Somit bleibt man in jeder Verstärkerstufe knapp über der Sättigungsgrenze. Dadurch erreicht man eine maximale
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Nutzung des Pumppulses sowie die Unterdrückung der Konkurrenzprozesse, wie
z.B. ASE. Außerdem werden Intensitätsfluktuationen ausgedämpft. Aus den aufgeführten Überlegungen ergibt sich die optimale Reihenfolge der Verstärkerstufen.
An erster Stelle wird eine etwas kleinere Verstärkerstufe mit schnellerem Farbstoffdurchfluss verwendet. Danach werden der Größe nach die beiden anderen Stufen
eingesetzt.
Die nächste wichtige Frage beschäftigt sich mit der Pumpenergieverteilung auf die
einzelne Verstärkerstufen. Hier muss ebenfalls ein Kompromiss zwischen mehreren Parametern getroffen werden. Zum einen muss die Pumpenergie ausreichen
um idealerweise jedes Farbstoffmolekül im Wechselwirkungsbereich anzuregen.
Hierbei muss das Beer’sche Gesetz [16] beachtet werden. Zum anderen haben die
Pumpfenstermaterialien gewisse Leistungsdichten, welche zerstörungsfrei transmittiert werden können. Diese müssen insbesondere bei der ersten Verstärkerstufe
berücksichtigt werden, da es sich hier um einen besonders kleinen Pumpstrahldurchmesser handelt.
16
2 Optische Verstärker
Kapitel 3
Der Farbstoffverstärker
Im folgenden Kapitel wird die erste funktionstüchtige Ausführung des in dieser
Arbeit entwickelten Farbstoffverstärkers vorgestellt. Es wird ein kurzer Einblick in
die wichtigsten Fragestellungen gegeben, welche für die erfolgreiche Realisierung
des Systems von großer Bedeutung sind. Danach werden die wesentlichen Komponenten des realisierten Farbstoffverstärkers erläutert und anschließend deren
Eigenschaften diskutiert.
3.1 Wahl des Verstärkermediums
Das Schlüsselelement eines jeden optischen Verstärkers ist das aktive Medium. In
diesem erfolgt der Energietransfer von dem Pumppuls auf den Signalpuls. Dieser
Prozess besitzt eine Reihe wichtiger Parameter, die in ihrer Gesamtheit vom aktiven Medium abhängen. In diesem Abschnitt wird die Wahl des Laserfarbstoffes
Rhodamin 6G als aktives Medium begründet. Anschließend werden einige optische Eigenschaften von Laserfarbstoffen am Beispiel von Rhodamin 6G erläutert.
3.1.1 Randparameter
Die Wahl eines aktiven Mediums für den Verstärker wird unter Berücksichtigung
von Randparametern des Lasersystems getroffen. Der wichtigste Parameter eines
aktiven Mediums ist der Fluoreszenzbereich. Aus den angestrebten Experimenten
ergibt sich ein Zielbereich zwischen 550 nm und 680 nm. Der zweit wichtigste
Parameter ist die Verfügbarkeit des Pumplichtes. Das Lasersystem bietet für die
Pumpzwecke eine geeignete Strahlung bei 532 nm. Da Laserfarbstoffe sich besonders gut für den Einsatz in Verstärkern eignen, wird als dritter Parameter die
Löslichkeit in diversen Lösungsmittel angesehen. Das Lösungsmittel wird unter
Berücksichtigung von zwei Bedingungen ausgewählt. Der Laserfarbstoff soll im
Lösungsmittel vollständig lösbar sein. Als zweites soll die Verträglichkeit des Lösungsmittels mit den im Verstärker eingesetzten Materialien, wie z.B. Aluminium,
PVC sowie Siliconkautschuk gewährleistet sein.
In der Entwicklungsphase wird der Farbstoff Rhodamin 6G verwendet. Der Farbstoff Rhodamin 6G zeichnet sich durch gute Absorptionseigenschaften des im Labor vorhandenen Pumplichtes (Nd:YAG 532 nm) aus. Bei Bedarf kann der Farb17
18
3 Der Farbstoffverstärker
stoff leicht gegen eine andere Sorte ausgetauscht werden. Als Lösungsmittel werden Methanol sowie Ethylenglykol eingesetzt. Im nächsten Abschnitt werden die
Eigenschaften von Rhodamin 6G ausführlich diskutiert.
3.1.2 Niveauschema von Laserfarbstoffen am Beispiel von Rhodamin 6G
Um das Funktionsprinzip des Laserfarbstoffes als aktives Medium nachzuvollziehen ist es notwendig sich mit dem Energieniveauschema der Laserfarbstoffmoleküle auseinander zu setzen (Abb 3.1). Das Energieniveauschema ist stark vereinfacht
und soll ausschließlich die für die Pulsverstärkung wichtigen Prozesse verdeutlichen.
Abbildung 3.1: Ausschnitt aus einem typischen Energieniveauschema von Farbstoffmolekülen zum Einsatz in Lasern und Verstärkern (Erläuterung siehe Text).
Aufgrund des Pauliprinzips entsteht durch die Wechselwirkung der Farbstoffmolekülen mit den Lösungsmittelmolekülen eine Bandstruktur. Die Bandstruktur
und die daraus resultierenden strahlungslosen Relaxationsprozesse erzeugen ein
Quasi-Vier-Niveau-System. Die wesentlichen Bestandteile des Schemas sind drei
Singulett-Bänder sowie zwei Triplett-Bänder. Durch Absorption eines Photons der
Pumpstrahlung werden die Moleküle aus dem Grundzustandsband in die oberen
Bereiche des ersten Singulett-Bands angeregt. Durch strahlungslosen Zerfall relaxieren die Moleküle an die unterste Bandkante des ersten Singulettbands. Die
Relaxationszeit liegt dabei in der Größenordnung von einigen Pikosekunden [15].
Die Lebensdauer der relaxierten Moleküle im ersten Singulett-Band beträgt einige
3.1 Wahl des Verstärkermediums
19
Nanosekunden [15]. Während dieser Zeit kann die für die Pulsverstärkung wichtige stimulierte Emission stattfinden. Zusätzlich zu dem optischen Übergang sind
in dem Schema zwei Prozesse dargestellt, welche Verlustkanäle aus dem ersten
angeregten Singulett-Band darstellen. Zum einen spielt das zweite Singulett-Band
eine ebenfalls wichtige Rolle. Bei einem bestimmten energetischen Abstand zu
dem ersten angeregten Singulett-Band werden die in der stimulierten Emission
erzeugten Photonen an diesem Übergang in einem Zwei-Photonen-Prozess durch
andere Moleküle reabsorbiert [15]. Die Lebenszeit der Zustände in dem zweiten
angeregten Singulett-Band beträgt einige Pikosekunden [15]. Nach dieser Zeit erfolgt ein strahlungsloser Übergang in das erste angeregte Singulett-Band.
Durch einen strahlungslosen Übergang im zweiten Verlustkanal zerfallen die angeregten Moleküle in das untere Triplett-Zustandsband. Bei einem Überlappen der
Bandlücken zwischen dem ersten Singulett-Übergang und dem Triplett-Übergang
wird die erzeugte Strahlung an dem Triplett-Übergang ebenfalls reabsorbiert. Die
Lebensdauer des unteren Triplett-Zustandes beträgt ca. 10 ns [15]. Nach dieser
Zeit kehrt das Molekül strahlungsfrei in den Singulett-Grundzustand zurück.
In einem gepulsten Betrieb ist der zweite Prozess von geringer Bedeutung, da der
Aufbau einer genügend großen Population im unteren Triplett-Band eine, im Vergleich zu den gepulsten Vorgängen, lange Zeit benötigt.
Die Erwärmung des Farbstoffgemisches, welche durch die strahlungslosen Relaxationsprozesse statt findet, führt zu einer begrenzten optischen Lebensdauer der
Laserfarbstoffmoleküle.
3.1.3 Spektroskopie von Rhodamin 6G
Wie bereits erwähnt spielt die Wahl des aktiven Mediums für den Optischen Verstärker eine zentrale Rolle. Aus diesem Grund beschäftigt sich die erste Messung
mit den beiden wichtigsten Eigenschaften des aktiven Mediums. Diese sind die
Fähigkeit optische Strahlung zu absorbieren sowie diese zu emittieren. Die beiden
Vorgänge gewährleisten den Energietransfer vom Pumppuls auf den Signalpuls.
Die Effizienz der beiden Vorgänge spiegelt sich in der Verstärkungseffizienz des
Systems wieder.
Die Messanordnung ist im Abbildung 3.2 dargestellt. Die Strahlung der Wellenlänge 532 nm, welche vom Pumplaser erzeugt wird, regt die Farbstoffmoleküle
an. Die durch Fluoreszenz aus dem ersten angeregten Singulett-Zustand erzeugte
Strahlung wird in einen Monochromator spektral getrennt und dann mit einem
Photomultiplier ausgewertet.
Für die erste Messung wird die zweite Stufe des Verstärkers verwendet. Diese Wahl wird dadurch begründet, dass die zweite Verstärkerstufe relativ zu der
ersten deutlich größer dimensioniert ist. Dies ermöglicht die Verwendung von
größeren Pumpenergien, was zu einer größeren Fluoreszenzlichtmenge führt.
Eine wichtige Rolle bei diesem Vorgang spielen die eingesetzten Lösungsmittel für
die Laserfarbstoffe. Diese sind in der Lage die Absorptions- bzw. Emissionsmaxima der Laserfarbstoffe um einige Nanometer zu verändern (siehe Messungen in
Kapitel 7). Die in der Messung verwendeten Lösungsmittel sind Methanol und
Ethylenglykol. Das Gemisch setzt sich aus 22 ml Methanol und 700 ml Ethylengly-
3 Der Farbstoffverstärker
20
Abbildung 3.2: Die Messanordnung für Fluoreszenzspektroskopie von Rhodamin 6G. Die
Pumpstrahlung in der zweiten Verstärkerstufe verursacht Fluoreszenzstrahlung. Die spektrale Intesitätsverteilung der Fluoreszenzstrahlung wird mit einem Monochromator in Verbindung mit einem Photomultiplier ausgewertet.
kol zusammen. Die Farbstoffkonzentration beträgt 15 mg/l. Die Messergebnisse
sind in der Abbildung 3.3 dargestellt.
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
520
540
560
580
600
620
640
Wellenlänge [nm]
Abbildung 3.3: Aufgetragen ist die Intensität der Fluoreszenz von Rhodamin 6G, welcher
zuvor mittels Strahlung bei 532 nm angeregt wurde. Das Lösungsmittel bestand aus 22 ml
Methanol und 700 ml Ethylenglykol.
Die Messkurve zeigt einen Fluoreszenzmaximum bei etwa 567 nm. Laut Radiant
Dyes (Hersteller des verwendeten Farbstoffs) Datenbank hat Rhodamin 6G ein
3.2 Aufbau der ersten Verstärkerstufe
21
Fluoreszenzmaximum bei 565 nm. Der minimale Unterschied zum experimentell
bestimmten Wert hat folgende mögliche Ursache. Die Abweichung der Messergebnisse von der Datenbank könnte in der Verwendung eines anderen Lösungsmittels
zustande gekommen sein. Die spektroskopische Messung ergibt einen Verstärkungsbereich des Farbstoffes Rhodamin 6G von 557 nm bis 586 nm.
3.2 Aufbau der ersten Verstärkerstufe
Im vorigen Abschnitt wurde beschrieben, wie der Energietransfer vom Pumppuls
auf den Signalpuls über das aktive Medium statt findet. Da sich bei der Verstärkung mehrere Parameter eines Lichtpulses verändern, existieren mittlerweile
unterschiedliche Stufengeometrien, welche den einen oder anderen Aspekt dieser Wechselwirkung begünstigen. Unter den oben erwähnten Parametern spielen
hauptsächlich die Energie und das räumliche Profil des Pulses eine wichtige Rolle.
Grundsätzlich gilt der Zusammenhang: je mehr die Verstärkung ausfällt, desto
schlechter wird das räumliche Profil des Strahls.
Abbildung 3.4: Im Vergleich zur konventionellen transversal gepumpten Verstärkerstufengeometrie (Strahlgang a) basiert die “off axis” Verstärkerstufengeometrie (Strahlgang b)
auf der Totalreflektion der Signalstrahlung am Pumpfenster. Sämtliche Anteile des Signalstrahls erfahren dieselben Inhomogenitäten der Pumpstrahlung, wodurch das Profil bleibt
erhalten bleibt.
Dieser Zusammenhang leitet sich aus der Tatsache her, dass es technisch relativ aufwendig ist die Region der Strahlwechselwirkung gleichmäßig zu pumpen.
Einerseits gibt das Beer’sches Gesetz den exponentiellen Abfall des Pumpgrades mit wachsender Tiefe vor [16]. Anderseits spiegelt sich ein inhomogenes
Pumpstrahlprofil in weiteren Pumpinhomogenitäten wieder. Dementsprechend
werden diverse Anteile des Signalpulses unterschiedlich effektiv verstärkt, was
sich in der Veränderung des Strahlprofils bemerkbar macht. Die Qualität des
22
3 Der Farbstoffverstärker
Strahlprofils zählt bei einem Farbstoffverstärker zu den wichtigsten Kenngrößen.
Daher beruht der in dieser Arbeit realisierte Verstärker konzeptuell auf einer
Stufengeometrie mit größtmöglicher Verstärkung unter Berücksichtigung der optimalen Strahlprofilerhaltung. Unter diesem Gesichtspunkt eignet sich die ”off
axis” Verstärkerstufengeometrie optimal (Abb. 3.4) [1].
Das Konzept der ”off axis” Verstärkerstufengeometrie basiert auf dem Effekt der
Totalreflektion am Pumpfenster. Die Totalreflektion findet am Pumpfenster statt
(Abb. 3.4) und wird durch den Unterschied der Brechungsindizes vom Pumpfenster und Lösungsmittel hervorgerufen. Der höhere Brechungsindex vom Lösungsmittel wird mit Hilfe von Ethylenglykol als Zusatz erreicht. Wegen der Totalreflektion der Signalstrahlung am Pumpfenster erfahren sämtliche Anteile des Signalstrahls die gleiche Inhomogenität des gepumpten Bereiches. Die nahezu ideale
Erhaltung des Strahlprofils wird nur dann gewährleistet, wenn die Pumpinhomogenität entlang des Pumpfensters verschwindend gering ist. Dazu muss das Profil
des Pumpstrahls ausreichend homogen sein. Eine wichtige Eigenschaft der ”off
axis” Stufengeometrie wird hiermit ersichtlich: diese kompensiert die durch das
Beer’sche Gesetz vorhergesagte Inhomogenität, jedoch nicht die Pumpstrahlinhomogenitäten. In den nächsten Abschnitten werden die praktischen Aspekte der
Implementierung der profilerhaltenden Verstärkerstufengeometrie diskutiert.
Abbildung 3.5: Dargestellt ist der Schnitt durch die erste Verstärkerstufe in horizontaler (a)
sowie in vertikaler (b) Richtung.
Die erste Verstärkerstufe spielt die wichtigste Rolle im System, da sie den mit
Abstand größten Verstärkungsfaktor aufweist. Dieser bewegt sich typischerweise
in der Größenordnung von 103 . Dies hat zur Folge, dass Energie und Strahlprofil
des Signalpulses in der ersten Stufe die stärksten Veränderungen erfahren. Der
ersten Stufe des Verstärkers liegt das Konzept der ”off axis” Stufengeometrie zu
Grunde.
3.2 Aufbau der ersten Verstärkerstufe
23
In der Abb. 3.5 ist der Aufbau der ersten Verstärkerstufe gezeigt. Diese besteht aus
einem Aluminium Grundkörper sowie einem Aluminium-Halter. Der Grundkörper
wurde mit diversen Bohrungen versehen, welche der Fensterplatzierung sowie
dem Farbstoffdurchfluss dienen. Bei den Fenstern wird zwischen zwei Typen unterschieden: dem Pumpfenster und den Eintrittsfenstern für die Signalstrahlung.
Die letzteren bestehen aus Glas (BK7) und haben einen Durchmesser von 1/2
Zoll. Um die Totalreflektion der Signalstrahlung am Pumpfenster zu ermöglichen
muss das Pumpfenster aus einem Material bestehen, welches einen kleineren Brechungsindex besitzt als die Farbstofflösung. Der Laserfarbstoff Rhodamin 6G wird
in Methanol (n M e = 1.329) sowie in Ethylenglykol (n EG = 1.4318) im Verhältnis
von 22 ml zu 700 ml aufgelöst, woraus sich ein Brechungsindex von n g es = 1.429
ergibt. Außerdem muss das Material des Pumpfensters für die Strahlung der
Wellenlänge von 532 nm transparent. Schließlich darf das Material weder hygroskopisch noch lösbar in Methanol sowie Ethylenglykol sein, da es von Luft sowie
von den oben genannten Lösungsmittel umgeben wird. Unter diesen Voraussetzungen wird in der ersten Verstärkerstufe ein Pumpfenster aus Magnesium-Fluorid
eingesetzt. Das Material hat einen Brechungsindex von n M g F 2 = 1.374 und ist zudem beständig gegen die eingesetzten Lösungsmittel.
Der Halter beinhaltet die Schlauchanschlüsse für den Laserfarbstoff sowie entsprechende Montagebohrungen für die Platzierung der gesamten Konstruktion
auf dem optischen Tisch. Der Farbstofffluss erfolgt vertikal von oben nach unten. Diese Wahl der Flussrichtung minimiert unerwünschte, von der Gravitation
verursachte Turbulenzen, welche sich ebenfalls im Strahlprofil niederschlagen
können. Die Verbindungen zwischen dem Grundkörper und dem Halter werden
mit Siliconkautschuk abgedichtet. Durch das relativ kleine Volumen der inneren
Hohlräume bilden sich im Farbstofffluss so gut wie keine stehende Bereiche, was
der Langlebigkeit der Farbstoffmoleküle zu gute kommt (siehe Abb. 3.5 a).
Die Strahlführung in der ersten Verstärkerstufe ergibt sich wie folgt. Die
Pumpstrahlung wird senkrecht zum Pumpfenster eingestrahlt. Das ursprünglich runde Strahlprofil des Pumpstrahls (∼12-15 mm im Durchmesser) wird
unter Verwendung von einer Zylinderlinse mit einer Brennweite von 150 mm
in ein Streifenprofil überführt (siehe Abb. 3.8). Der Abstand der Zylinderlinse
zum Pumpfenster beträgt 110 mm. Damit erreicht der ellipsenförmige Pumpstrahl
einen Durchmesser von ∼2.9 mm in der vertikalen Dimension. Die Ausmaße in der
horizontalen Dimension bleiben bei 12 mm bis 15 mm unverändert. Eine weitere
Fokussierung des Pumpstrahls erfolgt nicht, da dies das Pumpfenster beschädigen
würde. Der Signalstrahl gelangt unter einem Winkel von 76 Grad (gemessen an
der Flächennormale des Pumpfensters) in die Verstärkerstufe. Dieser Winkel liegt
unter dem Winkel der Totalreflektion (74 Grad). Da in der ersten Verstärkerstufe
die Signalpulsenergie am Eingang sehr klein ist (ca. 2 nJ), wurde ein kleinerer
Strahldurchmesser des Signalstrahls (ca. 0.4 mm) gewählt, um möglichst nahe an
der Sättigungsintensität (siehe Abschnitt 3.5) zu bleiben. Der Signalstrahl hinterlässt eine Spur auf dem Pumpfenster, welche ca. 7 mm lang und 0.4 mm breit ist.
Die Größe der Spur legt die Ausmaße der ersten Stufe fest.
24
3 Der Farbstoffverstärker
3.3 Aufbau der zweiten Verstärkerstufe
Die zweite Verstärkerstufe ist nach dem gleichen Prinzip aufgebaut, wie die erste.
Das Schlüsselelement, welches der Erhaltung des Strahlprofils dient ist die Totalreflektion am Pumpfenster der Stufe (”off axis” Geometrie). Der einzige deutliche Unterschied zur ersten Stufe besteht in der Größe. Wie bereits in Kapitel 2
erwähnt, ist der Signalstrahldurchmesser in der zweiten Verstärkerstufe deutlich
größer (ca. 3 mm), als in der ersten. Die Vergrößerung des Signalstrahldurchmessers kompensiert die Verstärkung des Signalstrahls in der ersten Verstärkerstufe.
Somit bleibt die Signalstrahlintensität in der zweiten Stufe ebenfalls knapp über
der Sättigungsintesität der Farbstofflösung.
Abbildung 3.6: Dargestellt ist der Schnitt durch die zweite Verstärkerstufe in horizontaler
(a) sowie in vertikaler (b) Richtung.
Der größere Strahl ergibt eine größere Spur auf dem Pumpfenster, was ebenfalls
eine größere Dimensionierung der zweiten Stufe erfordert. Die restlichen Parameter ähneln der ersten Stufe. Die Signalstrahlung fällt unter einem Winkel von 80
Grad (gemessen relativ zur Flächennormale des Pumpfensters) auf das Eintrittsfenster. Der Einfallswinkel ist größer, als in der ersten Stufe und sichert damit eine
einwandfreie Totalreflektion. Der Winkel der Totalreflektion in der zweiten Stufe
ist gleich dem in der ersten Stufe und beträgt 74 Grad. Die Pumpstrahlung wird
wieder senkrecht zum Pumpfenster eingestrahlt und mittels einer Zylinderlinse
in ein Streifenprofil überführt (siehe Abb. 3.8). Die Größe des Pumpstrahlprofils beträgt ∼2.9 mm in der vertikalen Dimension und 12 mm bis 15 mm in der
horizontalen Dimension. Das etwas größere Volumen des inneren Hohlraums, bedingt durch den optimierten Produktionsprozess, senkt eventuell die Leistung des
Systems. Um das System möglichst einfach und wartungsfreundlich zu gestalten
werden die ersten beiden Stufen im selben Farbstoffkreislauf betrieben. Daraus
resultiert eine etwas geringere Flexibilität des Systems.
3.4 Aufbau der dritten Verstärkerstufe
25
3.4 Aufbau der dritten Verstärkerstufe
Die dritte Stufe ist eine kommerziell verfügbare Konstruktion der Firma Spectra
Physics. Das Funktionsprinzip der dritten Verstärkerstufe unterscheidet sich erheblich von den ersten beiden Stufen. Die Zelle besteht aus einer rechteckigen
Glasküvette, welche vom Laserfarbstoff durchflossen wird (Abb. 3.7). Die Stufe
wird longitudinal gepumpt, d.h. Pump- und Signalstrahlung propagieren nahezu
kollinear durch das Wechselwirkungsgebiet bis zum Verlassen der Zelle. Das longitudinale Pumpschema ist bei hohen Pumpenergien vorteilhaft, da dem Pump- bzw.
dem Signalstrahl eine längere Wechselwirkungsstrecke zur Verfügung steht. Daraus resultiert bei hohen Energien eine höhere Konversionseffizienz, als im Fall des
transversalen Pumpschemas. Der Signalstrahl wird daher vor der dritten Verstärkerstufe nochmals aufgeweitet und an den Pumpstrahldurchmesser (ca. 12 mm
- 15 mm) angepasst. Zu den Nachteilen der longitudinalen Pumpgeometrie zählt
die aufwendigere Strahlführung. Außerdem bildet das longitudinale Pumpschema
sämtliche Defekte des Pumpstrahlprofils auf das Signalstrahlprofil ab. Die Zelle ist
im Brewsterwinkel um die eigene Achse geneigt, so dass im Falle einer vertikal
polarisierten einfallenden Signalstrahlung diese vollständig in die Zelle gelangt.
Der in der dritten Verstärkerstufe erzielbare Verstärkungsfaktor ist mit Abstand
der geringste der drei Stufen (siehe Kapitel 3.5). Für die Farbstofflösung der dritten Verstärkerstufe wird ausschließlich Methanol als Lösungsmittel eingesetzt, da
keine Totalreflektion erforderlich ist.
Abbildung 3.7: Die dritte Verstärkerstufe besteht aus einer Quarz-Küvette in einer Halterkonstruktion. Die Stufe wird longitudinal gepumpt.
In der Abbildung 3.8 ist der Gesamtaufbau des Farbstoffverstärkers schematisch
dargestellt. Der nächste Abschnitt beschäftigt sich mit der Charakterisierung des
aufgebauten Systems.
26
3 Der Farbstoffverstärker
Abbildung 3.8: Dargestellt ist der aktuelle Aufbau des Farbstoffverstärkers. Er besteht aus
drei Verstärkerstufen. Die Pumpstrahlung (grün) wird über Strahlteileroptiken auf einzelne
Verstärker zugeführt. Die ersten beiden Verstärkerstufen sind transversal und die dritte
Verstärkerstufe longitudinal gepumpt. Der Pumpstrahl wird jeweils über eine Zylinderlinse
in die ersten beiden Stufen fokussiert. Der Durchmesser des Signalstrahls (rot) in den drei
Verstärkerstufen wird über Linsen L1, L2 und L3 festgelegt.
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen
sowie des Gesamtaufbaus
In diesem Abschnitt werden sämtliche am Verstärkersystem durchgeführten Messungen erläutert und deren Ergebnisse diskutiert. Die folgenden Messungen erfolgen in chronologischer Reihenfolge und spiegeln den Entwicklungsprozess wieder.
3.5.1 Allgemeines zur Messung der Pulsverstärkung
In Kapitel 1.3 wurde erläutert, dass ein 76 MHz Pulszug der Signalstrahlung den
Verstärker durchläuft. Da der Verstärker nur mit 20 Hz betrieben werden kann,
wird nur jeder 3.8 Mio. Puls verstärkt. Am Ausgang des Verstärkers ergibt sich ein
zeitlich inhomogenes Signal, was zu folgenden Problemen bei der Bestimmung
des Verstärkungsfaktors führt.
Beim Messen von Pulsenergien gibt es zwei grundlegende Konzepte. Beim ersten
werden die integrierenden Sensoren verwendet. Diese summieren die einfallende
Energie auf und werten diese in regelmäßigen Zeitabständen aus. Die Messintervalle sind in der Regel deutlich länger, als die zeitliche Struktur des Signals.
Das Messergebnis ist die Leistung. Aus dieser lässt sich dann auf den Energiegehalt einzelner Pulse zurückschließen. Die Zurückrechnung liefert desto genauere
Ergebnisse, je gleichmäßiger der Pulszug ist. Unter der Annahme, dass der Verstärker eine Ausgangspulsenergie von ca. 100 µJ hat, beträgt der Kontrast bei der
Ausgangsleistung 2 mW Signal zu 150 mW Hintergrund. Der Wert von 2 mW liegt
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus27
deutlich unter dem Rauschen des unverstärkten Signalpulszuges (∼ ±5 mW).
Wegen dem schlechten Kontrastverhältnis ist diese Methode für die Bestimmung
der Pulsenergien von verstärkten Pulsen ungeeignet.
Die zweite Möglichkeit die Energie des verstärkten Pulses mit einem integrierenden Sensor zu messen ist die Verwendung von Triggerelektronik. Diese wertet die
zeitliche Struktur des verstärkten Pulszuges aus und löst beim Erreichen eines
bestimmten Pegels den integrierenden Messvorgang aus. Die Messgeräte mit einer
solchen Messvorgehensweise haben eine zeitliche Auflösung von typischerweise
10 kHz. Es können Pulsenergien von unter 200 pJ gemessen werden. Da die unverstärkten Laserpulse diesen Wert übertreffen, verhindern diese die Triggerung
der Elektronik auf das 20 Hz Signal.
Um die Wirkung der unverstärkten Pulse auf das Messergebnis zu unterdrücken
gibt es einen naheliegenden Ansatz. Dieser besteht darin, möglichst viele der
unverstärkten Pulse aus einem Zyklus räumlich umzuleiten bzw. die verstärkten
Pulse mit möglichst wenig unverstärkten Pulsen umzulenken. Die Anordnung,
die diese Aufgabe erfüllt wird als Pulsepicker bezeichnet. Diese Anordnung stand
jedoch während dem Messvorgang nicht zur Verfügung.
Das zweite Konzept nach den integrierenden Sensoren sind die schnellen Photodioden. Im Wesentlichen ist eine schnelle Photodiode ebenfalls ein integrierender
Sensor. Hier wird jedoch die Integralzeit drastisch reduziert, was eine quasi zeitgleiche Auswertung der Pulsintensität zur Folge hat. Die zeitliche Auflösung einer
schnellen Photodiode (∼ 200 ps) reicht jedoch nicht aus um die Pulsverstärkung
zuverlässig zu ermitteln.
Die oben aufgeführte Diskussion lässt folgenden Rückschluss zu: Die Messung der
Verstärkung ist aufgrund des Untergrundes erst ab einer Pulsenergie von ca. 5-10
µJ zuverlässig möglich, was einer 2000-4000 fachen Verstärkung entspricht. Unter der genannten Schwelle ist die Energiemessung mit herkömmlichen Sensoren
unzuverlässig. Dies bedeutet wiederum, dass die in den ersten beiden Verstärkerstufen stattfindende Verstärkung relativ ungenau abgeschätzt werden kann.
Trotzdem werden in den nächsten Abschnitten Versuche bzw. Messungen unternommen um die Verstärkungsfaktoren grob abzuschätzen.
3.5.2 Abschätzung der Verstärkung der einzelnen Stufen
Die Verstärkungsfaktoren der ersten beiden Stufen lassen sich aufgrund der im vorigen Abschnitt angeführten Argumente nur schwer mit einer hohen Genauigkeit
bestimmen. Trotzdem wird in diesem Kapitel ein Versuch unternommen diese grob
abzuschätzen.
Unmittelbar nach der ersten Stufe wird eine Photodiode aufgestellt (siehe Abb.
3.9). Der Signalpegel der Photodiode mit und ohne Pumppuls wird nach der ersten Stufe mit einem schnellen Oszilloskop (LeCroy Waverunner) gemessen. Die
unverstärkten Pulse entsprechen einer Amplitude von 138 mV. Anschließend werden zwei optische Filter ( T = 0, 35% und T = 10%) eingesetzt und die Pumpenergie auf die erste Verstärkerstufe zugeführt. Das daraus resultierende Signal weist
eine etwas komplexere Struktur auf, die hier kurz erläutert wird. Das Signal ist aus
28
3 Der Farbstoffverstärker
zwei überlagerten Pulsen zusammengesetzt (Abb. 3.10). Der eine mit einer kleineren Amplitude und breiteren Form (τ Pump =∼ 5 − 7 ns) ist die verstärkte spontane
Emission (amplified spontaneous emission, ASE). Die ASE entsteht in der ersten
Stufe in Form von durch den Pumppuls verursachen Fluoreszenz und wird in den
weiteren Stufen nachverstärkt.
Abbildung 3.9: Messanordnung für die Abschätzung der Verstärkung der ersten Verstärkerstufe. Die Photodiode wird hinter der ersten Verstärkerstufe platziert.
Abbildung 3.10: Die Abbildung stellt die verstärkten und die unverstärkten Laserpulse dar.
Beim verstärken Puls ist der ASE-Untergrund deutlich zu erkennen.
Der andere, mit einer deutlich größeren Amplitude und einer schmaleren Form
(τSi g nal =∼ 2 − 3 ps), ist der verstärkte Signalpuls. Die tatsächliche Amplitude des
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus29
Signalpulses wird als Differenz der Amplituden der beiden Pulse definiert. Aus der
vorher beschriebenen Messung ergibt sich für den Signalpuls eine Amplitude von
9,7 mV. Die hohe Empfindlichkeit der Photodiode erfordert eine fixe Positionierung relativ zum Signalstrahl, da diese sehr empfindlich gegenüber jeglicher Veränderung von Einfallswinkel bzw. Einfallsposition ist. Aus diesem Ergebnis kann
man mit Hilfe einer Rechnung auf den Verstärkungsfaktor von ca. 200 in der ersten Verstärkerstufe schließen. Doch die Messung erfordert eine genauere Analyse.
Zum einen wird in der Rechnung die mögliche Nichtlinearität der genutzten Filter
nicht berücksichtigt. Bei den hohen Spitzenintensitäten eines Pikosekundenpulses kann die Abschwächung der Filter geringer ausfallen. Wenn dieser Effekt in
diesem Kontext relevant ist, dann würde die tatsächliche Verstärkung höher ausfallen. Zum anderen wird die Photodiode vereinfacht als linear in Hinsicht auf die
einfallende Strahlintensität angesehen. Die in der Photodiode aufgrund der hohen
Spitzenintensitäten auftretende Sättigung verkleinert den Messwert, was ebenfalls
auf einen höheren Real-Verstärkungsfaktor hindeuten würde. Da sich die Strahlintensität im gepulsten Modus innerhalb einer kurzen Zeit sehr stark verändert, sind
diese Annahmen nur bedingt korrekt.
Auf eine ähnliche Art und Weise wird der Verstärkungsfaktor der zweiten Verstärkerstufe abgeschätzt. Die Photodiode mit zwei optischen Filtern wird nun nach
der zweiten Verstärkerstufe positioniert. Die in der ersten Stufe verstärkten Pulse werden in der zweiten Stufe weiter verstärkt. Der Verstärkungsfaktor ist dabei,
aufgrund von Sättigungseffekten (siehe Abschnitt 3.5.4), auch von der Pulsenergie
der Signalpulse nach der ersten Stufe abhängig. Die vorhin beschriebene Anordnung liefert ohne Pumppuls Signalpulse mit einer Amplitude von ca. 11.3 mV. Mit
Pumplicht in beiden Verstärkerstufen und Verwendung von zwei optischen Filtern
( T = 0, 35% und T = 10%) erreicht die Amplitude des verstärkten Signalpulses
einen Wert von ca. 28 mV. Unter der Annahme, dass die Filter sowie die Photodiode bei hohen Spitzenintensitäten linear sind und dass die erste Stufe eine ca. 200
fache Verstärkung aufweist, kommt die zweite Verstärkerstufe auf einen Verstärkungsfaktor von ca. 70. Insgesamt erreichen die ersten beiden Stufen somit einen
Verstärkungsfaktor von ca. 14000.
Die Messung des Verstärkungsfaktors für die dritte Stufe erweist sich als deutlich
einfacher, als für die ersten beiden. Dies beruht auf der Tatsache, dass die Pulsenergie nach der dritten Stufe groß genug ist um mit den integrierenden Sensoren
gemessen zu werden. Die Einfallsleistung am Eingang des Verstärkers beträgt ca.
100 mW (gemessen mit dem Leistungsmesskopf der Firma Ophir Modell: Thermal
Sensor Low Power 3A). Beim Zuschalten und Optimieren der dritten Verstärkerstufe erreicht die Energie des Ausgangspulses einen Wert von ca. 90 µJ bei 12
µJ ASE (gemessen mit dem Leistungsmesskopf der Firma Ophir Modell: PE10).
Dies entspricht einer Verstärkung von ∼70000 des gesamten Systems. Aus diesem
Ergebnis lässt sich die ca. 5 fache Verstärkung von der dritten Stufe ermitteln.
Dieser Wert ist sehr ungenau, weil die Messung des Verstärkungsfaktors für die
ersten beiden Stufen mit einer großen Unsicherheit behaftet ist. Die mit den integrierenden Messgeräten erzielten Messergebnisse sind in diesem Kontext deutlich
zuverlässiger. Die Farbstoffkonzentration der Lösung in der dritten Stufe ist ca. 23
mg/l.
30
3 Der Farbstoffverstärker
Die Angabe der Leistung des Systems in Form eines Verstärkungsfaktors ist jedoch etwas irreführend, da das System ein stark ausgeprägtes Sättigungsverhalten
zeigt. Dieses Verhalten soll die folgende Messung veranschaulichen.
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus31
3.5.3 Sättigungseffekte der einzelnen Stufen
4
Verstärkung [10 ]
Im Folgenden wird die Abhängigkeit der Verstärkung des in Kapitel 3.2 bis 3.4
beschriebenen Verstärkers von der einfallenden Pulsenergie untersucht. Dazu wird
vor dem Verstärker ein variabler Abschwächer eingebaut und Ausgangspulsenergie in Abhängigkeit der Eingangspulsenergie aufgenommen. Die Pumpenergie der
einzelnen Stufen sowie sämtliche weitere Parameter des Systems werden während des gesamten Messzeitraumes konstant gehalten. Auf diese Weise erhält
man den Verstärkungsfaktor des Systems in Abhängigkeit von der Leistung des
Signalstrahls. Die Messergebnisse sind in der Abb. 3.11 dargestellt. Es ist deutlich
zu erkennen, dass der Verstärkungsfaktor des Systems mit fallender Leistung des
Signalstrahls enorm ansteigt. Den maximalen Verstärkungsfaktor von ca. 565000
erreicht das System bei einer Leistung des Signalstrahls von ca. 5 mW (=
ˆ 65
pJ). Erst ab 5 mW fällt der Verstärkungsfaktor rapide ab. Dieses Verhalten lässt
sich auf die Sättigung der Verstärkung der einzelnen Stufen zurückführen. Diese
Eigenschaften werden als Nächstes untersucht.
60
55
50
45
40
35
30
25
20
15
10
5
0
0 20 40 60 80 100 120 140 160 180 200 220 240 260
Eingangsleistung der Signalstrahlung [mW]
Abbildung 3.11: Verstärkungsfaktor des Systems in Abhängigkeit von der Eingangsleistung
der Signalstrahlung.
Das Sättigungsverhalten der ersten Stufe bzgl. des Signalstrahls ist am folgenden
Diagramm (Abb 3.12) dargestellt. Ab einer Eingangsleistung von ca. 140 -150
mW nimmt die Verstärkung der ersten Stufe nicht wesentlich zu. Das Fluoreszenzniveau bleibt wegen der Unabhängigkeit vom Signalstrahl über den gesamten
3 Der Farbstoffverstärker
32
Leistungsbereich annähernd konstant.
Ausgangsenergie [a.u.]
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
20
40
60
80
100
120
140
160
Eingangsleistung der Signalstrahlung [mW]
Abbildung 3.12: Sättigungsverhalten von Signalstrahlung (rot) und Fluoreszenz (schwarz)
der ersten Stufe in Abhängigkeit der Leistung des Signalstrahls.
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
1
2
3
4
5
Pumpenergie [mJ]
Abbildung 3.13: Sättigungsverhalten von Signalstrahlung (rot) und Fluoreszenz (schwarz)
der ersten Stufe in Abhängigkeit der Energie des Pumpstrahls.
Die Verstärkung der einzelnen Stufen ist unter anderem von der Pumpenergie
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus33
abhängig. Die maximale Verstärkung erfolgt bei Sättigung im Wechselwirkungsgebiet. Die Sättigungsgrenze der Verstärkung bezüglich der Pumpenergie in der ersten Verstärkerstufe liegt bei ca. 2.5 mJ (siehe Abb. 3.13). Beim Pumpen steigt das
Fluoreszenzniveau proportional zur Pumpenergie an. In dem untersuchten Messbereich fand keine Sättigung der Fluoreszenz statt. Dies beruht auf der Tatsache,
dass die Sättigung zuerst im Zentrum des Pumpstrahls auftritt. Die Randbereiche
dagegen können die Energie weiter Aufnehmen und tragen somit zur Fluoreszenz
bei.
Ein ähnliches Verhalten zeigt die Sättigung in der zweiten Verstärkerstufe. Die Ergebnisse der Sättigungsmessungen für die zweite Verstärkerstufe sind in der Abb.
3.14 dargestellt. Die Sättigungsgrenze bzgl. des Signalstrahls in der zweiten Verstärkerstufe wurde nicht erreicht.
Ausgangsenergie [a.u.]
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
10
20
30
40
Eingangsleistung der Signalstrahlung [mW]
Abbildung 3.14: Sättigungsverhalten von Signalstrahlung (rot) und ASE (schwarz) der zweiten Stufe in Abhängigkeit der Leistung des Signalstrahls.
Das liegt zum einen an der Ausganspulsenergie der ersten Verstärkerstufe. Diese
ist zu gering um die zweite Verstärkerstufe in Sättigung zu bringen. Zum anderen
wird die Sättigung in der zweiten Stufe nicht erreicht, weil der Strahldurchmesser
des Signalstrahls auf ca. 3 mm vergrößert wurde. Die Verkleinerung des Strahldurchmessers des Signalstrahls wird aus den genannten Fakten ersichtlich. Im
Gegensatz zur ersten Verstärkerstufe steigt die ASE proportional zur Signalleistung an. Dieses Verhalten ist auf die Verstärkung der Fluoreszenz aus der ersten
Verstärkerstufe zurückzuführen.
Die Pumpprozesse in der zweiten Verstärkerstufe zeigen ebenfalls Sättigungseffekte (Abb 3.15). Diese treten bei Pumpenergien von 2.5 mJ - 3 mJ auf. Die ASE zeigt
ebenfalls ein Sättigungsverhalten und wächst mit der Zunahme der Pumpleistung
immer weniger an.
Die in den aufgeführten Messungen ermittelten Werte für die Pumpenergien und
3 Der Farbstoffverstärker
34
für die minimale Signalpulsenergie vor dem Verstärker werden für die weiteren
Messungen übernommen.
Ausgangsenergie [a.u.]
1,0
0,8
0,6
0,4
0,2
0,0
0
1
2
3
4
5
Pumpenergie [mJ]
Abbildung 3.15: Sättigungsverhalten von Signalstrahlung (rot) und ASE (schwarz) der ersten Stufe in Abhängigkeit der Energie des Pumpstrahls.
3.5.4 Strahlprofile
Die zweitwichtigste Eigenschaft eines optischen Verstärkers ist neben dem Verstärkungsfaktor die Erhaltung des ursprünglichen Strahlprofils am Eingang des
Systems. Um die störenden Einwirkungen des Verstärkers auf das Strahlprofil zu
unterdrücken werden die ersten beiden Stufen in der asymmetrischen Geometrie
implementiert. Die Veränderung des Strahlprofils der Signalstrahlung findet aufgrund der Wechselwirkung der Signalstrahlung mit den optischen Elementen des
Verstärkersystems statt. Aus diesem Grund werden die Strahlprofile an mehreren
Stellen des Verstärkers aufgenommen. Die Größen von einzelnen Strahlprofilen
unterscheiden sich erheblich. Der Grund hierfür sind der konvergente Signalstrahl
sowie die Aufnahmepositionen der Profile.
Als erstes wird das Strahlprofil der Signalstrahlung vor dem Verstärker aufgenommen (siehe Abb. 3.16). Das Eingangsprofil weist elliptische Proportionen sowie
einen Gauß’schen Intensitätsverlauf auf.
Als Nächstes wird das Strahlprofil an der Stelle unmittelbar nach der ersten Stufe aufgenommen (Abb. 3.17). Am Diagramm erkennt man, dass die Strahlprofilerhaltung in der ersten Verstärkerstufe gut funktioniert. Die Proportionen des
ursprünglichen Strahlprofils bleiben erhalten. Dem Strahl wurden keine nennenswerten Störungen zugefügt. Das nächste Diagramm zeigt den Strahlprofil unmit-
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus35
telbar nach der zweiten Verstärkerstufe (Abb. 3.18). Die zweite Verstärkerstufe
erhält den Strahlprofil ebenfalls gut.
Abbildung 3.16: Strahlprofil am Eingang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Abbildung 3.17: Strahlprofil nach der ersten Stufe des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Die elliptischen Proportionen des ursprünglichen Strahls sind noch gut zu erkennen. Aus den ersten drei Profilaufnahmen folgt eine erfolgreiche Implementierung
36
3 Der Farbstoffverstärker
der profilerhaltenden Geometrie in den ersten beiden Verstärkerstufen.
Abbildung 3.18: Strahlprofil nach der zweiten Stufe des Farbstoffverstärkers (Diskussion
siehe Text).
Abbildung 3.19: Strahlprofil am Ausgang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Das Profil am Ausgang des Verstärkers ist in Abbildung 3.19 dargestellt. Hier erkennt man bereits starke Verzerrung des ursprünglichen Profils.
3.5 Charakterisierung der einzelnen Verstärkerstufen sowie des Gesamtaufbaus37
Abbildung 3.20: Strahlprofil am Ausgang des kommerziellen Farbstoffverstärkers. Die dförmige Form des Strahlprofils ist deutlich erkennbar.
Das longitudinale Pumpschema überträgt sämtliche Defekte des Pumpstrahlprofils
auf das Signalstrahlprofil. Man erkennt die für blitzlampen-gepumpten Nd:YagLaser typischen konzentrischen Ringe, welche durch Beugung an den Nd:YagKristallen im Resonator entstehen. Trotz einer relativ geringen Verstärkung in der
dritten Verstärkerstufe erfährt das Profil starke Veränderungen. Ein Vergleich mit
dem Strahlprofil des kommerziellen Farbstoffverstärkers (Abb. 3.20) bestätigt eine
qualitative Verbesserung des Strahlprofils im neuen Farbstoffverstärker.
Abbildung 3.21: Strahlprofil des Pumpstrahls in der ersten Verstärkerstufe.
38
3 Der Farbstoffverstärker
Abbildung 3.22: Strahlprofil des Pumpstrahls in der zweiten Verstärkerstufe.
Anschließend werden die Profile der Pumpstrahlung aufgenommen (Abb. 3.21
und 3.22). Die Aufnahmen erfolgen an der ersten und zweiten Verstärkerstufe. Die
Strahlprofile der Pumpstrahlung weisen die bereits diskutierten konzentrischen
Ringe auf. Die Profilverzerrungen des Pumpstrahls werden in allen drei Verstärkerstufen auf den Signalstrahl übertragen.
Kapitel 4
Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
Wie aus dem vorigen Kapitel ersichtlich, erreicht die erste Konfiguration des Verstärkers Pulsenergien von ca. 90 µJ bei 12 µJ ASE. Desweiteren zeigt das Strahlprofil am Ausgang des Systems eine relativ gute Qualität. Die absolut erzielte Pulsenergie ist aber noch zu gering, weshalb eine weitere Modifikation des Verstärkers
notwendig ist. Zur einer weiteren Leistungssteigerung des Systems stehen mehrere Möglichkeiten zur Verfügung. Dazu zählen die Verwendung weiterer Verstärkerstufen, Optimierung optischer Elemente (Anti-Reflex Beschichtungen auf Linsen,
Brewsterwinkel von Verstärkerstufenfenstern usw.) sowie die mehrfache Verwendung von bereits vorhandenen Verstärkerstufen. Am sinnvollsten erscheint der Ansatz die Modifikation dort anzusetzen, wo der zu erwartende Pulsenergiezuwachs
am höchsten ausfällt. Die größte Verstärkung erfährt der Signalpuls in der ersten
Verstärkerstufe. Aus dem bereits erwähnten Verhältnis der Pulsdauer von Pumppuls zum Signalpuls sowie der Lebensdauer des verwendeten Farbstoffs folgt, dass
zur Verstärkung des Signalpulses lediglich ein Bruchteil der Energie des Pumppulses genutzt wird. Hieraus wird der im folgenden beschriebene Doppelpass Ansatz
ersichtlich, welcher die erste Verstärkerstufe zwei Mal pro Zyklus der Pulswechselwirkung bereitstellt [1]. Dieser Ansatz verspricht eine deutliche Steigerung der
Ausgangsenergie. Außerdem ist beim Doppelpass Ansatz keine Störung des Strahlprofils zu erwarten, da die Verstärkerstufengeometrie inversionsinvariant bzgl. der
Signalstrahlrichtung ist. Im Folgenden werden sämtliche Aspekte der Doppelpassgeometrie diskutiert und deren Auswirkungen auf den Verstärkungsfaktor sowie
die Ausgangsenergie ermittelt.
4.1 Experimenteller Aufbau der ersten Stufe im Doppelpass
In der Doppelpassgeometrie passiert der Signalpuls die erste Verstärkerstufe zwei
Mal (Abb. 4.1). Um dieses Vorhaben zu realisieren wird das System umgebaut.
Dabei wird besonders darauf geachtet, dass die Doppelpassanordnung kompatibel
zum Rest des Systems bleibt. Insbesondere die Pulsverzögerung von Pump- und
Signalpuls in den letzten beiden Verstärkerstufen darf nicht zu groß werden. Dies
würde zu einer Reduktion der Verstärkung in den beiden letzten Stufen führen
39
40
4 Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
und so gegebenfalls den Zugewinn an Verstärkung in der ersten Verstärkerstufe
zunichte machen.
Abbildung 4.1: Schematische Abbildung der Doppelpass Anordnung der ersten Stufe. Die
Signalstrahlung (schwarz) wird mittels eines retroreflektierenden Prismas (RRP) mit einem
kleinen Versatz reflektiert. Der Durchmesser des Signalstrahls wird über Linsen L1 und L2
festgelegt. Die Pumpstrahlung (grün) wird über die Zylinderlinse ZL1 in die Verstärkerstufe
geführt.
Der Umbau des Systems beinhaltet eine Drehung der ersten Verstärkerstufe um 90
Grad gegen den Uhrzeigersinn sowie die Verschiebung der Verstärkerstufe näher
zum Pumpstrahlgang. Der Pumpstrahlgang wird im Bereich der ersten Verstärkerstufe auf die neue Position angepasst. Dazu wird ein zusätzlicher Pumpspiegel
benötigt, welcher die Pumpstrahlung um 90 Grad umlenkt. Der Signalstrahlgang
im Bereich der ersten Verstärkerstufe wird ebenfalls verändert. Um den Doppelpass der ersten Verstärkerstufe zu realisieren muss der Signalstrahl nach dem
ersten Durchgang durch die erste Verstärkerstufe zurück reflektiert werden. Allerdings darf der zurück reflektierte Strahl nicht exakt den selben Weg nehmen, da
in diesem Fall die Strahltrennung nach dem zweiten Durchgang unmöglich wäre.
Da der Winkel der Totalreflektion für die erste Verstärkerstufe zusätzliche Be-
4.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
41
grenzungen auf den Signalstrahl auferlegt, wird der reflektierte Strahl mit einem
geringen seitlichem Versatz in die selbe Richtung zurück reflektiert. Der beschriebene Strahlweg wird durch die Verwendung eines retroreflektierenden Prismas
(RR-Prisma) realisiert. Die Besonderheit des RR-Prismas besteht darin, dass der
reflektierte Strahl entgegengesetzt parallel, jedoch mit einem geringen seitlichen
Versatz relativ zum einfallenden Strahl propagiert. Dieser Effekt wird unabhängig
von der Richtung des einfallenden Strahls erzielt. Der Versatz der beiden Strahlen
im aktuellen Aufbau beträgt ca. 2-3 mm.
Ein weiteres Problem der Doppelpassanordnung ist die Anpassung der Signalstrahldurchmesser in der ersten Verstärkerstufe. Die optimale Platzierung der Linsen basiert auf den Daten aus numerischen Simulationen. Im ersten Durchgang
beträgt der Strahldurchmesser des Signalstrahls in der Stufe ca. 0.4 mm. Dieser
wird durch die Linse mit einer Brennweite von 400 mm festgelegt. Die Linse befindet sich in einem Abstand von ca. 350 mm vor der ersten Verstärkerstufe (L1,
siehe Abb. 4.1). Um im zweiten Durchgang die im Farbstoff gespeicherte Pumpenergie optimal zu nutzen empfiehlt sich für den Strahldurchmesser vom zweiten
Durchgang dieselbe Größenordnung, wie im ersten Durchgang. Aus diesem Grund
wird eine weitere Linse unmittelbar vor dem RR-Prisma (ca. 10 -12 mm) mit einer
Brennweite von 100 mm eingesetzt (L2, siehe Abb. 4.1). Der Abstand zwischen
dem RR-Prisma und der ersten Stufe beträgt ca. 100 mm. Die zweite Linse passiert
der Signalstrahl zwei Mal. Der Signalstrahldurchmesser beim zweiten Durchgang
beträgt ca. 0.4 mm. Die 100 mm Linse vor dem RR-Prisma ermöglicht eine effektive Justage vom Strahlversatz über einen Bereich von einigen Millimetern. Bei
einem Strahlversatz von ca. 2-3 mm wird die optimale Strahlführung durch die
erste Stufe erreicht. Der Strahlversatz ermöglicht die Trennung der Strahlen nach
dem zweiten Durchgang.
4.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
Die Verstärkung bzw. die Ausgangspulsenergie des Verstärkers ist durch die Doppelpass Anordnung verbessert worden. Die Leistung des Signalstrahls am Eingang
des Farbstoffverstärkers beträgt 270 mW. Die Pulsenergie nach den ersten beiden
Stufen beträgt 25µJ bei 2, 5µJ ASE. Die Ausgangspulsenergie des Farbstoffverstärkers nach dem Umbau beträgt 230µJ bei 70µJ ASE. Dies entspricht einer ca.
65000 fachen Verstärkung. Mit dem Doppelpass-Umbau wurde somit eine deutliche Steigerung der Ausgangsenergie erreicht. Allerdings ist auch ASE verhältnismäßig wie absolut deutlich angestiegen. Die Erhöhung des ASE Anteils am Gesamtpuls ist durch den zusätzlichen Durchgang durch die erste Stufe verursacht
worden. Die Farbstoffkonzentration in den ersten beiden Stufen beträgt 60 mg/l.
Die dritte Stufe weist eine Farbstoffkonzentration von 23 mg/l auf.
Als nächstes wird die Strahlprofilentwicklung im System analysiert. Dazu wird eine Reihe von Profilaufnahmen an einigen wichtigen Stellen im Verstärkersystem
erstellt. Die Größen von einzelnen Strahlprofilen unterscheiden sich erheblich.
Der Grund hierfür sind der konvergente Signalstrahl sowie die Aufnahmepositio-
42
4 Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
Abbildung 4.2: Strahlprofil am Eingang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Abbildung 4.3: Strahlprofil nach dem ersten Durchgang durch die erste Verstärkerstufe des
Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
nen der Profile.
Die Abbildung 4.2 zeigt das Strahlprofil am Eingang des Verstärkers. Die schwarze
4.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
43
Kurve stellt die von der CCD-Kamera erfassten Daten dar. Die rote Kurve stellt
den vom Rauschen bereinigten Datensatz her (die Bereinigung wurde mittels
Fourier-Filters durchgeführt). Auf dem Diagramm ist ein Gauß’sches Strahlprofil
mit gleichen Proportionen dargestellt.
Das nächste Bild (Abb. 4.3) stellt die Entwicklung des Strahlprofils nach dem
ersten Durchgang durch die erste Verstärkerstufe dar. Die Proportionen des Strahlprofil bleiben erhalten. Es sind keine nennenswerten Profilstörungen zu erkennen.
Die abweichende Größe der Aufnahme beruht auf einem konvergenten Strahl.
In der Abbildung 4.4 sieht man das Strahlprofil nach dem zweiten Durchgang
durch die erste Verstärkerstufe. Es sind keine größeren Profildefekte zu erkennen.
Bedingt durch das Rauschen kann man kleine Profildefekte nicht ausschließen.
Die Proportionen des Strahlprofils bleiben auch nach dem zweiten Durchgang
erhalten. Die Erhaltung der Proportionen des Strahlprofils spricht für eine erfolgreiche Umsetzung der ”off axis” Geometrie in der Doppelpass Anordnung der
ersten Verstärkerstufe.
Abbildung 4.4: Strahlprofil nach dem zweiten Durchgang durch die erste Verstärkerstufe
des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
44
4 Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
Abbildung 4.5: Strahlprofil nach der zweiten Verstärkerstufe des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Abbildung 4.6: Strahlprofil am Ausgang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Die Profilaufnahme nach der zweiten Verstärkerstufe (Abb. 4.5) zeigt bereits die
ersten ernsthaften Profilverzerrungen. Insbesondere die Proportionen des Strahl-
4.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
45
profils zeigen auffällige Veränderung gegenüber dem Strahlprofil nach der ersten
Verstärkerstufe. Eine mögliche Ursache hierfür ist ein durch die Linsen verursachter Astigmatismus. Die kleineren Profildefekte sind wegen dem Rauschen nicht
auszuschließen.
Die letzte Aufnahme in dieser Reihe zeigt das Strahlprofil am Ausgang des Farbstoffverstärkers (Abb. 4.6). Hier ist ein deutlicher Qualitätsverlust im Vergleich zu
der ersten Konfiguration des Farbstoffverstärkers zu erkennen. Die auf dem Profil nach der zweiten Verstärkerstufe sichtbaren Verzerrungen haben sich weiter
entwickelt. Die deutlich schlechtere Qualität der Strahlprofile stammt vermutlich
von der ersten Verstärkerstufe. Aufgrund nicht perfekter Strahlführung und angestiegener Anzahl optischer Elemente fügt die Doppelpass Anordnung dem Strahl
kleine Verzerrungen hinzu. Diese sind auf den ersten Aufnahmen nicht erkennbar,
dominieren aber am Ende die Eigenschaften des Strahlprofils. Außerdem bildet die
longitudinal gepumpte dritte Verstärkerstufe die Profildefekte des Pumpstrahls auf
den Signalstrahl ab. Zusammenfassend kann man sagen, dass die Leistungssteigerung auf Kosten vom Strahlprofil erfolgte. Als Letztes wird die Pulsverzögerung
am Ausgang des Verstärkers aufgenommen (Abb. 4.7). Der Signalpuls befindet
sich zeitlich im zweiten Drittel des Pumppulses. Das letzte Drittel des Pumppulses wird im Verstärkungsprozess nicht verwertet. Im nächsten Kapitel wird eine
weitere Modifikation des Verstärkers diskutiert. In dieser wird eine noch bessere
Verwertung des Pumppulses angestrebt.
Intensität [a.u.]
1,0
0,7
0,3
0,0
-20
-15
-10
-5
0
5
10
15
20
Zeit [ns]
Abbildung 4.7: Aufnahme der Pulsverzögerung am Ausgang des Farbstoffverstärkers. Der
Signalpuls befindet sich zeitlich im zweiten Drittel des Pumppulses.
46
4 Doppelpass Geometrie der ersten Stufe
Kapitel 5
Bow-Tie Geometrie der dritten Stufe
Nach der ersten Modifikation erreicht der Farbstoffverstärker Pulsenergien von ca.
230 µJ bei 70 µJ ASE. Der Pumppuls bietet immer noch viel mehr Energie, als aktuell vom Verstärkungsprozess benötigt wird. Aus diesem Grund wird eine weitere
Modifikation durchgeführt. Nachdem der Signalpuls durch den Farbstoffverstärker
durchlaufen hat, befindet er sich zeitlich im zweiten Drittel des Pumppulses. Das
letzte Drittel des Pumppulses erzeugt eine Populationsinversion im Farbstoff, die
ausschließlich spontan zerfällt und somit zur ASE beiträgt. Die Pumpenergie kann
man effektiver nutzen, indem man den Signalpuls mit dem Pumppuls solange
wechselwirken lässt, wie es die Länge des Pumppulses zulässt. Da die vom Signalpuls nicht genutzte Energie hauptsächlich in ASE dissipiert wird, unterdrückt
man diese durch den beschriebenen Ansatz. Das wirkt sich positiv auf die gesamte
Verstärkung des Systems aus.
Eine Möglichkeit den Pumppuls noch effektiver zu nutzen bietet die Bow-Tie Anordnung, welches mehrere Wechselwirkungen zwischen den Pulsen in der selben
Verstärkerstufe ermöglicht. Die Bow-Tie Anordnung besteht aus einer Verstärkerstufe und umgebenden Spiegeln (siehe Abb. 5.1). Die Verstärkerstufe wird nahezu
longitudinal gepumpt. Die Spiegel führen den Strahl mehrmals durch die Verstärkerstufe. Die Nachteile der Bow-Tie Anordnung liegen in der geringen Flexibilität
des Systems. So lässt sich die Pumpenergie nicht für jeden Durchgang einzeln
einstellen. Die Strahldurchmesser für den Signalstrahl und den Pumpstrahl sind
für sämtliche Durchgänge ebenfalls nahezu einheitlich.
5.1 Realisierung der Bow-Tie Anordnung
Die Bow-Tie Anordnung ist auf der Abb. 5.1 dargestellt. Das Gehäuse der Verstärkerstufe ist ein Aluminiumwürfel mit zwei gekreuzten, zylindrischen Bohrungen.
Die größere, horizontale Bohrung ermöglicht den Strahldurchgang durch die
Stufe. Die kleinere, vertikale Bohrung ist für den Farbstofffluss vorgesehen. Die
Fenster der Bow-Tie Stufe sind aus Glas und haben einen Durchmesser von je 1
Zoll. Aufgrund des hohen Drucks im Inneren der Verstärkerstufe, den die Farbstoffpumpe erzeugt, sind die Fenster 3 mm dick und mit einem Ring gegen das
Gehäuse gekontert. Die Stufe ist mit Siliconkautschuk und Teflonband abgedichtet.
47
48
5 Bow-Tie Geometrie der dritten Stufe
Abbildung 5.1: Schematischer Aufbau der Bow-Tie Anordnung. Die im Signalstrahlgang
(rot) platzierten Spiegel führen den Signalstrahl mehrmals durch die Verstärkerstufe. Die
Verstärkerstufe wird longitudinal gepumpt (grün).
Die Strahlführung in der Bow-Tie Konfiguration erfordert kleinere optische Elemente sowie die entsprechenden Halter. Aus diesem Grund werden in der letzten
Stufe ausschließlich 1 Zoll Spiegel sowie d-förmigen Spiegel verwendet. Die dförmigen Spiegel werden dort eingesetzt, wo der Strahlenabstand sehr gering ist.
Die runden Spiegel besitzen im Gegensatz zu den d-förmigen Spiegeln eine Justiermechanik.
Die Spiegelanordnung spielt bei der letzten Stufe eine wichtige Rolle. Der Abstand der Spiegel zur Verstärkerstufe muss mit der Pulsverzögerung konform sein.
Je kleiner der Abstand der Spiegel zur Verstärkerstufe, desto mehr Durchgänge
sind möglich. Des weiteren sollen die Kreuzungswinkel der Signalstrahlen möglichst klein bleiben. Dies kommt daher, dass bei größer werdenden Kreuzungswinkeln nicht alle Signalstrahlen vom Pumpstrahl erfasst werden. Dieser Umstand
begrenzt den Durchmesser des Signalstrahls.
Für die Farbstofflösung der dritten Verstärkerstufe wird ausschließlich Methanol
eingesetzt, da in der dritten Verstärkerstufe keine Totalreflektion erforderlich ist.
5.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
Die Charakterisierung des Systems findet in drei Schritten statt. Es werden die
Energie des Ausgangssignals, die Strahlprofile und die Pulsverzögerung aufgenommen. Im Folgenden werden die Messungen sowie die Messergebnisse diskutiert.
5.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
49
Die Eingangsleistung des Signalstrahls vor dem Verstärker beträgt ca. 250 mW
(ca. 3.2 nJ pro Puls). Die Pulsenergie nach den ersten beiden Stufen beträgt 4,2
µJ bei 0,8 µJ ASE. Die Ausgangsenergie nach den ersten beiden Verstärkerstufen
wird absichtlich verkleinert um den ASE-Anteil am Gesamtsignal zu minimieren.
Es hat sich während der Messung bestätigt, dass die Minimierung des ASE-Anteils
nach den ersten beiden Stufen auf die Ausgangsenergie des Verstärkers größere
(positive) Auswirkungen hat, als die Maximierung der Pulsenergie nach den ersten beiden Stufen. Die Pulsenergie nach dem Durchgang durch die Bow-Tie Stufe
beträgt 372 µJ bei 108 µJ ASE. Dies entspricht einer 115000 fachen Verstärkung
im gesamten Farbstoffverstärker. Das Verhältnis 372 µJ zu 108 µJ ist im Rahmen
der Messung am besten gewesen. Der Pumpstrahl war bei der Messung etwas
dezentriert. Eine weitere Zentrierung des Pumpstrahls hat zwar zur größeren Signalpulsenergie aber auch zur anteilig größeren ASE geführt.
Als Nächstes werden die Profile des Signalstrahls an drei Orten im Farbstoffverstärker aufgenommen. Diese sind in den folgenden Abbildungen dargestellt. Die
Größen von einzelnen Strahlprofilen unterscheiden sich erheblich. Der Grund hierfür sind der konvergente Signalstrahl sowie die Aufnahmepositionen der Profile.
Zuerst wird das Eingangsstrahlprofil gemessen (Abb. 5.2). Das Eingangsstrahlprofil weist leicht elliptische Proportionen auf. Außerdem ist eine kleine Verzerrung
im Querschnitt zu erkennen.
Abbildung 5.2: Strahlprofil am Eingang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
Die nächste Aufnahme zeigt das Strahlprofil nach der zweiten Verstärkerstufe
(Abb. 5.3). Auf dieser sind größere Defekte zu erkennen. Die anfängliche Verzerrung hat sich in den ersten beiden Stufen weiter entwickelt.
Schließlich wird das Signalstrahlprofil am Ausgang des Farbstoffverstärkers aufgenommen (Abb. 5.4). Hier erkennt man eine totale Ausartung der anfänglichen
50
5 Bow-Tie Geometrie der dritten Stufe
Abbildung 5.3: Strahlprofil nach der zweiten Verstärkerstufe (Diskussion siehe Text).
Verzerrung. Die mehrfache Wechselwirkung des Signalstrahls mit dem Pumpstrahl
in der Bow-Tie Anordnung mit dem longitudinalen Pumpschema fügt dem Signalstrahl weitere Verzerrungen hinzu. Die Abflachung im Zentrum des Strahlprofils
am Ausgang des Systems kann durch die Sättigungseffekte im Bezug auf den
Pumpstrahl erklärt werden. Auch in dieser Modifikation ging die Leistungssteigerung des Systems auf Kosten des Strahlprofils.
Abbildung 5.4: Strahlprofil am Ausgang des Farbstoffverstärkers (Diskussion siehe Text).
5.2 Charakterisierung des modifizierten Verstärkers
51
Die Profilbilder bestätigen die Annahme, dass die mehrfachen Durchgänge durch
die dritte Verstärkerstufe in der zweiten Modifikation des Farbstoffverstärkers das
Strahlprofil stark verzerren.
1,0
0,9
Intensität [a.u.]
0,7
0,6
0,4
0,3
0,1
0,0
-15
-10
-5
0
5
10
15
Zeit [ns]
Abbildung 5.5: Pulsverzögerung am Ausgang des Farbstoffverstärkers.
Der letzte untersuchte Parameter ist die Pulsverzögerung in der Bow-Tie Anordnung. Um diese zu bestimmen wird eine Messung am Ausgang des Farbstoffverstärkers durchgeführt. Auf dem Pulsverzögerungsdiagramm (Abb. 5.5) erkennt
man die zeitliche Position des Signalpulses relativ zum Pumppuls. Die abgebildete
zeitliche Position des Signalpulses relativ zum Pumppuls entspricht der höchsten
Ausgangspulsenergie in dieser Konfiguration des Verstärkers. Im Gegensatz zu der
erwarteten Position am Ende des Pumppulses, kann die mittige Position des Signalpulses relativ zum Pumppuls möglicherweise durch das nicht optimale Weglängenverhältnis der beiden Strahlen im Bereich der zweiten Stufe erklärt werden.
52
5 Bow-Tie Geometrie der dritten Stufe
Kapitel 6
Fluoreszenzspektroskopie
Wie bereits beschrieben spielt der Laserfarbstoff in einem Farbstoffverstärker eine
zentrale Rolle. Die Wahl des Laserfarbstoffes bestimmt die grundlegenden Eigenschaften des Systems. Die Frage des geeigneten Lösungsmittels für den Farbstoff ist
ebenfalls von enormer Bedeutung, da diese die Eigenschaften des Laserfarbstoffs
im gewissen Bereich beeinflusst. Da im aufgebauten Farbstoffverstärker mehrere
Lösungsmittel (Methanol und Ethylenglykol) Verwendung finden, werden die Auswirkungen dieser Lösungsmittel auf die Farbstoffe untersucht. Anschließend wird
die Art und das Ausmaß der Auswirkungen diskutiert.
6.1 Experimentaufbau
Das Spektroskopie Experiment besteht aus einer speziell angefertigten Quarzküvettenkonstruktion und einem Monochromator (siehe Abb. 6.1). Die Quarzküvette
ist ein würfelförmiger Behälter aus Quarz. Die Küvette ist in einen Halter eingebaut, welcher die Anschlüsse für die Pumpe bereithält. Die Quarzküvette ist an
eine Farbstoff-Pumpe angeschlossen, welche den Farbstoff in einem geschlossenen Kreislauf bewegt. Der Pumpstrahl ist die zweite Harmonische des Nd:YAG
Lasers mit der Wellenlänge von 532 nm. Die Pumppulse haben eine Energie von
ca. 410 mJ. Die Pumpstrahlung regt die Farbstoffmoleküle an. Die Fluoreszenzstrahlung wird über eine Linse (Brennweite 20 mm) in den Monochromator (Hersteller:Horiba JobinYvon Modell: H.10 DI.R.) fokussiert. Die Intensität der Fluoreszenzstrahlung wird mit einem Photomultiplier (Hersteller: Hamamatsu Modell:
RS600-03) ausgewertet.
6.2 Spektroskopie
Die Ergebnisse des Experiments sind auf den Abbildungen 6.2 - 6.5 dargestellt.
Die Farbstoffkonzentration ist bei allen Farbstoffmischungen konstant (30 mg/l).
In den aus zwei Lösungsmitteln zusammengesetzten Gemischen sind die Anteile
der Lösungsmittel ebenfalls konstant (50 ml Methanol zu 850 ml Ethylenglykol).
Die erste Abbildung zeigt die Auswirkungen des Ethylenglykols auf den Farbstoff
53
6 Fluoreszenzspektroskopie
54
Abbildung 6.1: Aufbau der Messanordnung für Fluoreszenzspektroskopie . Die Farbstoffmoleküle werden mit dem Pumplicht bei 532 nm angeregt. Die spektrale Auswertung der
Fluoreszenzintensität erfolgt mit einem Monochromator in Verbindung mit einem Photomultiplier.
Rhodamin 610 (Exciton). Man erkennt deutlich, dass Ethylenglykol das Fluoreszenzmaximum vom Farbstoff Rhodamin 610 um ca. 5 nm in Richtung größerer
Wellenlängen verschiebt. Zur Kontrolle wurden die Daten von der Lösung in reinem Methanol mit den Daten aus der Exciton Datenbank verglichen.
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
560
580
600
620
640
660
680
Wellenlänge [nm]
Abbildung 6.2: Aufgetragen sind zwei Intensitätsverteilungen der Fluoreszenz von Rhodamin 610. Das Fluoreszenzmaximum des in Methanol und Ethylenglykol aufgelösten Farbstoffes (rot) ist um ca. 5 nm gegenüber dem in reinem Methanol aufgelösten Farbstoff (schwarz)
verschoben. Die Farbstoffmoleküle wurden mit Pumplicht bei 532 nm angeregt.
6.2 Spektroskopie
55
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
560
580
600
620
640
660
680
Wellenlänge [nm]
Abbildung 6.3: Aufgetragen sind zwei Intensitätsverteilungen der Fluoreszenz von Kiton
Red. Das Fluoreszenzmaximum des in Methanol und Ethylenglykol aufgelösten Farbstoffes
(rot) ist um ca. 2-3 nm gegenüber dem in reinem Methanol aufgelösten Farbstoff (schwarz)
verschoben. Die Farbstoffmoleküle wurden mit Pumplicht bei 532 nm angeregt.
Beim Farbstoff Rhodamin 610 liegt das Fluoreszenzmaximum für die Pumpstrahlung bei 532 nm bei 592 nm (vgl. 601 nm aus dem Experiment). Der Unterschied
von ca. 9 nm kann z.B. durch die Verwendung vom technischen Methanol (im Vergleich zu hochreinem Methanol) verursacht worden sein. Der Einsatzbereich vom
Farbstoff Rhodamin 610 aufgelöst in Methanol zusammen mit Ethylenglykol liegt
zwischen 585 nm und 635 nm.
Im Gegensatz zum Farbstoff Rhodamin 610 sind die Auswirkungen des Lösungsmittels Ethylenglykol beim Farbstoff Kiton Red weniger ausgeprägt. Hier beträgt
die Verschiebung des Fluoreszenzmaximums lediglich 2-3 nm. Der Datenbankwert
des Fluoreszenzmaximums für Farbstoff Kiton Red ist bei 596 nm. Die Abweichung
zu dem experimentell ermittelten Wert beträgt 7 nm (Maximum bei 603 nm).
Der Unterschied von ca. 7 nm kann auch hier durch die Verwendung vom technischen Methanol (im Vergleich zu hochreinem Methanol) verursacht worden sein.
Der Einsatzbereich vom Farbstoff Kiton Red aufgelöst in Methanol zusammen mit
Ethylenglykol liegt zwischen 585 nm und 640 nm.
Beim Farbstoff Rhodamin 640 fallen die Unterschiede mitunter am stärksten aus.
Hier beträgt der Unterschied der Fluoreszenzmaxima 12-14 nm. Ethylenglykol verschiebt das Fluoreszenzmaximum in Richtung kleinerer Wellenlängen. Der Datenbankwert (619 nm) stimmt mit dem experimentell ermittelten Wert (620 nm) sehr
gut überein. Der Einsatzbereich vom Farbstoff Rhodamin 640 aufgelöst in Methanol zusammen mit Ethylenglykol liegt zwischen 590 nm und 635 nm. Als letzter
Farbstoff wurde DCM untersucht. Beim Farbstoff DCM hat das Lösungsmittel Ethylenglykol die stärksten Auswirkungen. Ethylenglykol verschiebt das Fluoreszenz-
6 Fluoreszenzspektroskopie
56
maximum vom Farbstoff DCM um ca. 15-20 nm in Richtung größerer
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
560
580
600
620
640
660
680
Wellenlänge [nm]
Abbildung 6.4: Aufgetragen sind zwei Intensitätsverteilungen der Fluoreszenz von Rhodamin 640. Das Fluoreszenzmaximum des in Methanol und Ethylenglykol aufgelösten Farbstoffes (rot) ist um ca. 12-14 nm gegenüber dem in reinem Methanol aufgelösten Farbstoff
(schwarz) verschoben. Die Farbstoffmoleküle wurden mit Pumplicht bei 532 nm angeregt.
1,0
Intensität [a.u.]
0,8
0,6
0,4
0,2
560
580
600
620
640
660
680
Wellenlänge [nm]
Abbildung 6.5: Aufgetragen sind zwei Intensitätsverteilungen der Fluoreszenz von DCM.
Das Fluoreszenzmaximum des in Methanol und Ethylenglykol aufgelösten Farbstoffes (rot)
ist um ca. 15-20 nm gegenüber dem in reinem Methanol aufgelösten Farbstoff (schwarz)
verschoben. Die Farbstoffmoleküle wurden mit Pumplicht bei 532 nm angeregt.
6.2 Spektroskopie
57
Wellenlängen. Die Übereinstimmung der experimentellen Werte (595 nm) mit der
Datenbank (Maximum bei 635 nm) ist ebenfalls sehr schlecht. Als Grund für die
großen Abweichungen kann die Verunreinigung der Probe sein. Der Einsatzbereich vom Farbstoff DCM aufgelöst in Methanol zusammen mit Ethylenglykol liegt
zwischen 570 nm und 665 nm.
58
6 Fluoreszenzspektroskopie
Kapitel 7
Zusammenfassung und Ausblick
Die gesetzten Ziele der Profilverbesserung sowie die Erhöhung der Ausgangspulsenergie, im Vergleich zum bereits vorhandenen System, wurden während der
Entwicklung und dem Aufbau des neuen Farbstoffverstärkers erreicht. Es wurde
ein Verstärkersystem aufgebaut, welches eine Ausganspulsenergie von 90 µJ bei
12 µJ ASE aufweist. Der Ausgangsstrahl des neuen Systems weist eine deutlich
bessere Profilqualität im Vergleich zum kommerziellen System auf. Durch die Verwendung der ersten Verstärkerstufe in Verbindung mit der Doppelpass Geometrie
wurde die Ausganspulsenergie auf 230 µJ bei 70 µJ ASE erhöht. Diese Modifikation hat die Qualität des Strahlprofils am Ausgang des Systems verschlechtert. Eine
weitere Modifikation des Verstärkers, die Implementierung der Bow-Tie Geometrie
der dritten Verstärkerstufe, hat die Ausgangspulsenergie des Verstärkers auf 372
µJ bei 108 µJ ASE erhöht. Die Erhöhung der Ausgangspulsenergie ging teilweise
auf Kosten des Strahlprofils.
Eine weitere Verbesserung der Systemparameter kann durch externe sowie interne
Modifikationen erreicht werden. Zu den externen zählt z.B. die Entwicklung eines
Pulsepickers, welcher insbesondere die Charakterisierung des Systems deutlich
erleichtern würde. Zu den internen Modifikationen zählen unter anderem weitere
Optimierungen der einzelnen Verstärkerstufen. Das Gerät befindet sich noch in
der Ausreifungsphase und weist daher gewisse Schwachstellen auf, wie z.B. der
erhöhte ASE Anteil. Um dieses zu unterdrücken kann man mehrere Ansätze implementieren. Zum einen kann man im System einen sättigbaren Absorber platzieren.
Der sättigbarer Absorber würde die niedrigen Leistungen des ASE Anteils herausfiltern und nur die Spitzenleistungen des eigentlichen Pulses transmittieren. Für
die Platzierung des sättigbaren Absorbers eignet sich der Ort unmittelbar nach der
zweiten Verstärkerstufe am besten. Der Grund hierfür ist die bessere Effizienz von
der Bow-Tie Anordnung bei der Verstärkung von ASE. Auf diese Art und Weise
würde in die Bow-Tie Anordnung ein reinerer Puls geleitet werden. Die Schwierigkeiten bei diesem Ansatz bestehen in der schwierigeren Handhabung des Systems,
da ein sättigbarer Absorber meistens auf Basis von flüssigen Farbstoffen basiert.
Der zweite Ansatz ist die Platzierung einer Apertur unmittelbar nach der zweiten Verstärkerstufe. Dafür müssen die optischen Elemente im Strahlgang für den
Signalstrahl neu konfiguriert werden, da es zur Zeit keinen ausgeprägten Fokus
nach der zweiten Verstärkerstufe gibt. Die Apertur würde den ASE Anteil räumlich
herausfiltern.
59
60
7 Zusammenfassung und Ausblick
Die letzte Möglichkeit zur Unterdrückung des ASE Anteils ist der Betrieb der ersten Verstärkerstufe im Singlepass Modus. Die daraus resultierenden Nachteile für
die Pulsenergie kann man mit Erhöhung der Anzahl der Durchgänge durch die
Bow-Tie Anordnung kompensieren.
Literaturverzeichnis
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cell design for off-axis amplification of ultrashort dye lasers which uses total
internal reflection”
Review of Scientific Instruments, Volume 66, Issue 8,
August 1995, pp.4393-4394
[2] Perry P. Yaney, Dahv A. V. Kliner, Paul E. Schrader, and Roger L. Farrow
“Distributed-feedback dye laser for picosecond ultraviolet and visible spectroscopy” Review of Scientific Instruments, Volume 71, Issue 3, pp. 12961305 (2000)
[3] Barry R. Masters, Peter T. C. So Handbook of Biomedical Nonlinear “Optical
Microscopy”
[4] F. K. Kneubühl, M. W. Sigrist “Laser”
[5] W. T. Silfvast “Lase fundamentals”
[6] F. Dausinger, F. Lichtner, H. Lubatschowski “Femtosecond technology for
technical and medical applications”
[7] H. Hosaka “Micro-optomechatronics”
[8] R. Paschotta “Encyclopedia of Laser Physics and Technology”
[9] J. Bille, W. Schlegel “Medizinische Physik 3: Medizinische Laserphysik”
[10] F. J. Duarte “Tunable Laser Applications”
[11] N. V. Tkachenko “Optical spectroscopy: methods and instrumentations”
[12] J. R. Lakowicz “Principles of fluorescence spectroscopy”
[13] M. E. Fermann, A. Galvanauskas, G. Sucha “Ultrafast lasers: technology and
applications”
[14] R. W. Boyd “Nonlinear Optics”
[15] S. Svanberg “Atomic and molecular spectroscopy”
[16] H. H. Telle, A. Gonzalez Urena, R. J. Donovan “Laser chemistry: spectroscopy, dynamics and applications”
i
ii
Literaturverzeichnis
Danksagung
Zum Schluß möchte ich mich bei den Menschen bedanken, die an meinem Studium direkt oder indirekt teilgenommen haben.
Thomas - Vielen Dank, dass du mir die Möglichkeit gegeben hast diese Masterarbeit in deinem Labor und in einer so tollen Gruppe anzufertigen. Dank dir habe
ich diesen spannenden Bereich der Physik näher kennengelernt.
Holger - Dir möchte ich dafür danken, dass du mir stets mit Rat und Tat zur Seite
standest. Du warst ein sehr guter Betreuer, der mich durch seine eigene Motivation stark geprägt hat. Besonders möchte ich dir für deine Geduld beim Korrigieren
meiner Arbeit danken.
Fabian - Die Gespräche mit dir haben mir immer großen Spaß bereitet. Während
der Zeit meiner Masterarbeit habe ich meine regionalen Sprachkenntnisse sowie
Kochfertigkeiten verbessern können.
Georg - Deine gute Laune sowie dein Teelöffel haben mich bei der Arbeit an meinem Projekt regelmäßig unterstützt.
Artur, Martin, Andreas, Uwe - Obwohl wir an unterschiedlichen Projekten gearbeitet haben, waren wir stets ein Team. An diese Zeit werde ich mich immer gern
zurückerinnern.
Meine weiteren Freunde - Euch möchte ich für eure Geduld danken. Danke, dass ihr
mich nicht vor die Wahl zwischen Feiern und Schreiben der Masterarbeit gestellt
habt.
Meine Freundin Natalja - Deine Unterstützung war vielleicht noch vielseitiger, als
die von meinem Betreuer Holger. Den neben den guten Ratschlägen und dem letzten Korrekturlesen meiner schriftlichen Arbeit hast du mich mit lebenswichtigen
Grundlagen, wie leckerem Essen versorgt. Besonders während der schwierigen
schriftlichen Phase hat deine Anwesenheit mich sehr aufgebaut.
Meine Familie - Meiner Familie möchte ich für den Glauben an mich danken. Insbesondere mein Cousin hat mich mit seinem gesunden Optimismus sehr aufgebaut.
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Literaturverzeichnis
iv
Meine Eltern - Meinen Eltern möchte ich insbesondere für die Möglichkeit zum
Studieren danken. Ihr habt mich immer mit allen Mitteln unterstützt und stets an
mich geglaubt. Vielen Dank.
Darmstadt, September 2009
Vladimir Dovgal