Schnelle Strahlschaltung - Laserinstitut Hochschule Mittweida
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www.optik-photonik.de Schnelle Laserstrahlschaltung Welchen Beitrag liefern akustooptische Modulatoren für das effiziente und schnelle Schalten von Laserstrahlung? Franka Marquardt, Bernhard Steiger und Dana Quellmalz λ der Mikromaterialbearbeitung sind sin ϕB = In 2die ∙ Λ Anforderungen hinsichtlich der Präzision der Bearbeitung sehr hoch. λ gepulsten Lasersystemen ist es sin ϕB = Mit 2möglich, ∙Λ eine definierte Fluenz zeitlich exakt und damit positionsgenau bereit zu stellen. Laseranlagen mit Pulsdauern im ns-Bereich generieren Pulsfolgefrequenzen bis zu einigen 100 kHz P 2 Δφ η = 1 – und = sin Pulsspitzenleistungen von einigen 2 Popt Kilowatt. Für ein gleich bleibendes Bearbeitungsergebnis ist die AbhänP 2 Δφ η = 1 – gigkeit = sinder Pulsenergie von der Puls2 Popt wiederholfrequenz nachteilig. Dieser Artikel stellt eine alternative Methode λ·b 1 τ= + tD vor, + die das schnelle optische Schalten 2 · va · Λ Δfa von cw-Laserstrahlung konstant hoher Leistung im MHz-Bereich durch den w· b 1 tDτ = β · λEinsatz + externer + tDakustooptischer Mo2 · vvaak· Λ Δfa dulatoren (AOM) ermöglicht. ( ) ( ) ( ) ( ) tD = β · √ √ 2P· b· n· h ··pρ · v ak 6 0 2 ij ak Δφ = 2π sin ϕB = λ 2∙Λ Ω Λ 0 2 · ϕB ϕB 1 λ z x b Abb. 1 Wechselwirkung einer elektromagnetischen Welle mit dem Schallfeld bei Bragg-Anordnung. (2a) 3 · Δn · b · √2 (2b) λ b · h: Querschnittsfläche des akustischen Feldes Pak: effektive 2π akustische Leistung = · Δn · b ·des √2 akustooptischen nΔφ : Grundbrechzahl 0 λ Mediums ρ: Dichte pij: Komponente des fotoelastischen Tensors Die Brechzahländerung im AOM ist von der akustischen Intensität sowie den Materialeigenschaften abhängig. Die Einkopplung der HF-Leistung vom Schallwandler in das akustische Medium erfolgt unter einem Kopplungswirkungsgrad. Dieser liegt bei etwa 20 %. Das akustooptische Medium des verwendeten AOM ist Quarzglas. Es wurde die Beugungseffizienz η des AOM in der nullten Ordnung und die Ausschaltzeit des Laserstrahls gemessen. Die Beugungseffizienz η beschreibt dabei, in welchem Maße Δφ aus der nullP Strahlung =1– = sin2 gebeugt werden tenη Ordnung heraus 2 Poptλ sinDie ϕB =Effizienz kann. lässt sich nach Gl. 2 2∙Λ berechnen [1]. In der Praxis erfolgte die Bestimmung von η über die Messung der Leistung P in der nullten Ordnung beisin eingeschaltetem AOM bezogen auf ϕB = λ λ·b 1 τ = 2∙Λ + +PtD bei ausdie Ausgangslaserleistung opt 2 · va · Λ Δfa geschaltetem AOM. ( ) ( ) ( ) Das Ziel der Untersuchungen war es, einen Laserstrahl so schnell und so effizient wie möglich zu schalten. Abb. 1 zeigt eine schematische Darstellung der Beugung eines Laserstrahls am Schallfeld eines AOM. Dies propagiert mit einer Hochfrequenz Ω in x-Richtung. Der dargestellte AOM wird im BraggRegime betrieben, das durch ein breites Schallfeld b und eine hohe Schallfrequenz charakterisiert ist, die mit einem kleinen Gitterabstand Λ einhergeht. Die Einstrahlung eines annähernd in zRichtung propagierenden Laserstrahls mit der Wellenlänge λ erfolgt unter dem Bragg-Winkel ϕB. Durch die Einstrahlung unter dem Bragg-Winkel ergibt sich konstruktive Interferenz für den am Schallfeld gebeugten Laserstrahl. Es entsteht neben der nullten ungebeugten Ordnung eine erste Beugungsordnung unter dem Winkel 2 ϕB. Dieser ergibt sich aus Gl. 1. Optik&Photonik 3/2013 (2) Der Phasenversatz Δφ ist unter anderem vonPder angelegten Δφ HF-Leistung, 1– = Abmessung sin2 derη = räumlichen des Schall2 Popt wandlers Pund den Eigenschaften des λak· b· n06 · pij21 +Mediums + tD abhängig Δn τ== akustooptischen 22· ·vb · Λ · h · ρΔf · va ak3 ­(Infokasten). a Die Schaltzeit w τ eines AOM wird vor = β · die Durchlaufzeit t der allemtD durch D λ · bvak 1 τ= + den Laserstrahl + tD Schallwelle durch limi2 · va · Λ Δfa tiert (Gl. 3, [1]). ( ) ( ) √ ( ) 2π Δφ = tD = βλ· · Δn · b · √2 w vak (3) Die Ausbreitungskonstante β ist abP · n06 · pij2 Δn = vomakStrahlprofil hängig des 3 Laserstrahls 2 · b · h · ρ · vak und nimmt für Strahlen mit beugungsbegrenzter Strahlqualität den Wert 1,3 an. Im Standardbetrieb Pak · n06 · pij2 ist die SchallgeΔn = schwindigkeit v eine unveränderliche 2 · b · hak · ρ · vak3 Größe. Die einzige Möglichkeit zur Re2π duzierung der Schaltzeit Δφ = · Δn · b · √2 ist die Verkleiλ Laserstrahldurchmessers w nerung des im AOM. Da das Ziel der Untersuchung darin bestand, den Laserstrahl aus der √ √ Δφ = 64 (1) w tD = β · Δφ Pvak η=1– = sin2 2 Popt Grundlagen w vak Pak · n06 · pij2 Infokasten Δn = 2 · b · h · ρ · vak3 Δn = ~ HF 2π λ · Δn · b · √2 © 2013 WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim Optische Komponenten y z x λ/2 Platte Laserquelle AOM Lochblende Leistungsmesskopf Abb. 2 Experimenteller Aufbau zur Bestimmung der Beugungseffizienz. Variable Beschreibung Wert b Schallfeldbreite 46 mm Ω Schallfrequenz 40,68 MHz vak Schallgeschwindigkeit der Longitudinalwelle im Medium Quarzglas 5950 m/s Λ Wellenlänge der akustischen Welle 146 μm 2 ϕB Beugungswinkel 7,3 mrad Tab. 1 Relevante akustooptische Kenngrößen des AOM nullten Beugungsordnung zu schalten, wurde die Ausschaltzeit tFall gemessen. Sie ist als das Intervall definiert, in dem der Signalpegel von 90 auf 10 % des Maximalwertes absinkt. Als Laserquelle kam ein Faserlaser der Firma IPG mit einer mittleren optischen Ausgangsleistung von 400 W im kontinuierlichen Betrieb zum Einsatz. Die verwendete Wellenlänge betrug 1,07 µm und die Beugungsmaßzahl M2 = 1,05. Ergebnisse Beugungseffizienz 1 300 0,8 250 Ausschaltzeit tFall in ns Beugungseffizienz η Die Bestimmung der Beugungseffizienz erfolgte mit dem in Abb. 2 dargestellten experimentellen Setup. Der Pfeil im AOM kennzeichnet die Ausbreitungsrichtung des Schallfeldes. Mit Hilfe der λ/2-Platte ließ sich die Polarisationsrichtung des linear pola- risierten Laserstrahls einstellen. Die Schwingungsrichtung des elektrischen Feldstärkevektors in Bezug auf die Ausbreitungsrichtung des Schallfeldes wirkt sich entscheidend auf die erreichbare Beugungseffizienz aus. Der Grund für dieses Verhalten ist, dass für unterschiedliche Polarisationsrichtungen ppol und spol des Laserstrahls bezogen auf das Schallfeld im AOM unterschiedliche Komponenten p11 und p12 des fotoelastischen Tensors zur Berechnung der Effizienz herangezogen werden (Abb. 3). Es gilt für Quarzglas und longitudinale Schallwellen p11 < p12. Schwingt der elektrische Feldstärkevektor senkrecht zur Ausbreitungsrichtung des Schallfeldes, wirkt p12 und die Effizienz des Schaltvorgangs ist größer als bei paralleler Schwingungsrichtung. Durch Realisierung eines Linsensystems in Form eines Keplerteleskops konnte der Strahldurchmesser eingestellt werden. 0,6 0,4 spol 0,2 0,2 0,4 0,6 0,8 1 Strahlradius w in mm Abb. 3 Beugungseffizienz in Abhängigkeit des Strahlradius bei einer HF-Leistung von 50 W für parallel (ppol) und senkrecht (spol) zum Schallfeld polarisierte Laserstrahlung, Popt = 2 W, fMod = 100 kHz. © 2013 WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim 200 150 100 50 ppol 0 0 Abb. 3 zeigt, dass Strahlen mit größerem Durchmesser bei gleicher HFLeistung effizienter gebeugt werden als kleinere Strahldurchmesser. Die HFLeistung wird über den Schallwandler in das akustooptische Medium eingekoppelt. Je größer die HF-Leistung, desto größer ist die Amplitude des Schallfeldes und damit die durch die Schallwelle im Quarzglas induzierte Brechzahldifferenz. Diese führt wiederum zu einer größeren Phasenmodulation des Laserstrahls (Gl. 2 und Infokasten). Weitere formelle Erläuterungen können unter anderem in [2] nachvollzogen werden. Je nach der Größe des zu schaltenden Laserstrahldurchmessers und der Anforderung an die Effizienz sollte die HF-Leistung begrenzt werden, da diese eine hohe thermische Belastung für das Quarzglas darstellt. Sie führt zu einem schnelleren Altern des AOM. Außerdem stellt die Schnittstelle zwischen Schallwandler und Glas eine kritische Verbindung dar. Der theoretische sin2-Verlauf der Beugungseffizienz (Glg. 2) konnte experimentell bestätigt werden [3]. Das Ziel der durchgeführten Untersuchungen war es, die maximale Effizienz des AOM zu ermitteln. Die dargestellten Ergebnisse zur Beugungseffizienz wurden bei einer für die Versuche optimalen HF-Leistung erzielt (Abb. 3 und Abb. 5). Der Grund für die Abnahme der Effizienz mit kleinerem Strahldurchmesser lässt sich mit dem folgenden Modell begründen. Die am Schallfeld gebeugten Strahlanteile des Laserstrahls haben die gleichen geometrischen Abmessungen wie die des einfallenden Strahls. Bei großen Strahldurchmessern kommt es zu einer Überlagerung der gebeugten Strahlanteile. Dadurch steigt die Wahr- 0 Messwerte theoret. Verlauf 0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 1,2 1,4 Strahlradius w in mm Abb. 4 Ausschaltzeit in Abhängigkeit des Strahlradius, Popt = 40 W, PHF = 50 W, fmod = 50 kHz. Optik&Photonik 3/2013 65 normierte Leistung www.optik-photonik.de 1 0,8 0,6 0,4 0,2 0 0 1 MHz 200 400 600 2 MHz 0 200 400 600 800 5 MHz 0 100 200 300 400 7 MHz 0 100 200 300 400 10 MHz 0 100 200 300 400 Zeit in ns Abb. 5 Pulszüge bei Variation der Modulationsfrequenz von fMod = 1 MHz (links) bis fMod = 10 MHz (rechts), w = 0,4 mm. scheinlichkeit für die konstruktive Interferenz dieser gebeugten Anteile und eine höhere Beugungsordnung wird erzeugt. Bei kleinen Strahldurchmessern ist die Wahrscheinlichkeit der konstruktiven Interferenz geringer. Durch die Verwendung von zwei in Reihe angeordneten AOM konnte die maximale Effizienz auf über 99 % gesteigert werden. Schaltzeit Aus Gleichung (3) ist bekannt, dass kleine Strahlradien erforderlich sind, wenn der Schaltvorgang besonders schnell erfolgen soll. Zur Bestimmung der Schaltzeit wurde der Leistungsmesskopf aus dem experimentellen Setup aus Abb. 2 durch eine Streuscheibe und eine schnelle Fotodiode ersetzt. Abb. 4 zeigt die Messergebnisse. Je kleiner der Laserstrahldurchmesser ist, desto weniger Zeit benötigt die akustische Welle, um den Laserstrahl zu durchlaufen. Für Strahlradien größer 500 µm ist die erreichte Schaltzeit deutlich geringer als das Modell vorhersagt. Das Wegschalten des Strahls scheint bereits einzusetzen, wenn die Schallwelle Das Institut Laserinstitut der Hochschule Mittweida Mittweida Das Laserinstitut der Hochschule Mittweida ging 2010 aus dem 1987 gegründeten Laserapplikationszentrum LAZ sowie dem Laserinstitut Mittelsachsen hervor. Vor allem Absolventen des Studiengangs Lasertechnik und des Maschinenbaus arbeiten an verschiedenen Projekten zur Laseranwendung und der Entwicklung neuer Laserkomponenten. www.laser.hs-mittweida.de 66 Optik&Photonik 3/2013 zirka die Hälfte des Laserstrahls erfasst hat. Hinsichtlich der Untergrenze des gerade noch zu schaltenden Strahlradius gilt die akustische Wellenlänge als limitierende Größe, hier Λ = 146 µm. Für Strahldurchmesser in dieser Größenordnung ist die durch das Schallfeld induzierte Brechungsindexvariation zu gering, sodass es statt zur Beugung zu einer schnellen Richtungsmodulation des Laserstrahls kommt. Dieser Vorgang ist vergleichbar mit der Strahlpropagation in einer Gradientenindexoptik. Die kleinsten geschalteten Strahlradien betrugen im Experiment w = 90 µm. Die Schaltzeit für diesen Radius konnte mit 40 ns gemessen werden. Eine Abhängigkeit des Schaltvorgangs von der optischen Leistung wurde nicht gemessen und ist auch aus den theoretischen Darlegungen zu akustooptischen Modulatoren nicht bekannt. Allerdings ist das Auftreten thermischer Effekte in den Optiken zur Strahlverkleinerung bei einer optischen Leistung über 300 W und Strahlradien w < 500 µm gemessen worden. Insbesondere Linsen aus N-BK7 haben sich als problematisch herausgestellt. Bei Verwendung kleiner Strahldurchmesser sind Optiken aus Quarzglas empfehlenswert. Thermische Effekte führen zu einer Veränderung der Divergenz des Laserstrahls und demnach zu einer Veränderung des Strahlradius im AOM. Modulationsfrequenz Um die maximale Modulationsfrequenz zu ermitteln, die sich mittels AOM realisieren lässt, wurde das Lasersignal mit einer Fotodiode in der nullten Ordnung hinter der Blende detektiert (Abb. 2). Die Trägerfrequenz des AOM von Ω = 40,68 MHz wurde mit der Modulationsfrequenz fMod zeitlich getaktet. Abb. 5 zeigt das Fotodiodensignal von Pulszügen bei Variation der Modulationsfrequenz. Die Nulllinie im Diagramm entspricht dem Zustand bei ausgeschaltetem Laser. Es ist erkennbar, dass mit steigender Modulationsfrequenz die Modulationstiefe sinkt. Bei hohen Frequenzen ist die Zeit zum vollständigen Ein- und Ausschalten des Schallfeldes zu gering. Eine mögliche Ursache ist die vergleichsweise lange Einschwingzeit des Piezoschwingers. Dadurch kommt es zu einem geringeren Brechungsindexgradient und demnach zu einer Abnahme der Modulationstiefe. Eine Modulationsfrequenz von 10 MHz bedeutet weiterhin, dass das Schallfeld lediglich für eine Zeit von 100 ns eingeschaltet ist. Bei einer Trägerfrequenz des AOM von 40,68 MHz besteht das Schallfeld dann aus nur noch vier wechselwirkenden Perioden der Schallwelle mit jeweils einem hoch- und niedrigbrechenden Bereich, die den optischen Strahl modulieren. Dies führt zu einer Verringerung der Effizienz. Strahlfalle Fokussieroptik fs-Laser y x z AOM Strahlfalle PrimesStrahlanalyse Abb. 6 Experimenteller Aufbau zur Untersuchung der Wechselwirkung zwischen Schallfeld und elektromagnetischer Welle. © 2013 WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim Spannung U in V Optische Komponenten 8 Δt2 Δt1 z 6 Schallwandler Δs1 Δs2 Δs3 x 4 2 Schallwellenfront Bragg-AOM fs-Laserstrahl 0 –2 15 17 19 21 Zeit t in a. u. 23 25 Triggersignal Schallemission zur Zeit t1 Schallemission zur Zeit t2 y in μm Abb. 7 Durch die Synchronisation zwischen fs-Laserpuls und AOM ließ sich das Fortschreiten der Schallwelle im AOM zu unterschiedlichen Zeitpunkten abtasten. 160 140 120 100 80 60 40 20 40 80 120 160 40 80 120 x in μm 160 40 80 120 160 Abb. 8 Von links nach rechts: Strahlprofil der ersten Beugungsordnung vor, während und nach der Wechselwirkung mit dem Schallfeld. Eine sehr hohe Modulationsfrequenz bewirkt nicht nur eine Verringerung der Beugungseffizienz. Sie führt auch zu einer Verschlechterung des Strahlprofils der genutzten Ordnung, wie ein weiteres Experiment zeigte. Beeinflussung des Strahlprofils Da das Laserstrahlprofil für viele Anwendungen entscheidend ist, wurde die Wechselwirkung zwischen dem Schallfeld und der elektromagnetischen Welle sowie die Auswirkung auf das Laserstrahlprofil dokumentiert. Dafür kam ein fs-Laser der Wellen- länge λ = 1030 nm zum Einsatz. Der experimentelle Aufbau ist in Abb. 6 dargestellt. Da sich sowohl die nullte als auch erste Beugungsordnung nutzen lassen, wurde der experimentelle Aufbau angepasst, sodass beide Ordnungen nacheinander mittels Strahlanalysegerät beobachtet werden konnten. Die Messung erfolgte unter der Fragestellung, ob sich das Laserstrahlprofil unter dem ausbildenden Schallfeld deformiert. Um den Einfluss des Schallfeldes auf die Ausbreitung des Laserstrahls sichtbar zu machen, wurde der Zeit- punkt der Laserstrahlemission mit der Emission des Schallfeldes synchronisiert. Ein fs-Laser generierte Triggersignale, die als Eingangssignale für einen nachgeschalteten Funktionsgenerator dienten. Der explizite Zeitpunkt der Aussendung der Schallwelle ließ sich variabel einstellen (Abb. 7, links). Der fs-Strahl tastete somit das Schallfeld an unterschiedlichen Positionen Δs1 (Δt1) bis Δs3 (Δt3) ab (Abb. 7, rechts). Da sich das akustische Feld deutlich langsamer als der Laserstrahl ausbreitet, kann es für den Zeitraum der Wechselwirkung als stationär angesehen werden. Das Ergebnis der Messung zeigt, dass der Laserpuls unter dem Einfluss des Schallfeldes sowohl in der geometrischen Ausdehnung als auch in seinem Strahlprofil deformiert wird. In Abb. 8 sind die erhaltenen Strahlprofile zu den unterschiedlichen Zeitpunkten dargestellt. Danksagung Die Untersuchungen erfolgten im Rahmen des ESF-Projektes „ULMI - Ultraschnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“. Die Autoren danken dem ESF für die finanzielle Unterstützung des Projekts. [1] R. G. Hunsperger: Integrated Optics – Theory and technology, 6. Auflage, Springer New York (2009) 513 [2] B. Saleh et al.: Fundamentals of Photonics, 2. Auflage, Wiley New Jersey (2007) 1177 [3] F. Marquardt: Untersuchungen zur schnellen Strahlschaltung mit akustooptischen Modulatoren, Wissenschaftliche Abschlussarbeit, Hochschule Mittweida (2012) 87 DOI: 10.1002/opph.201300021 Die Autoren Franka Marquardt studierte Physikalische Technik an der Hochschule Mittweida. Im ESF-Projekt „ULMI – Ultraschnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“ ist sie als Nachwuchswissenschaftlerin in der Arbeitsgruppe Photonik für den Aufbau der schnellen Strahlschaltung zuständig. Bernhard Steiger ist Professor für Physik und Technische Optik an der Hochschule Mittweida. Er koordiniert als Projektleiter der Fachgruppe Photonik in der Nachwuchsforschergruppe „ULMI – Ultraschnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“ die Arbeiten zur schnellen Strahlschaltung. Dana Quellmalz studiert Physikalische Technik im Masterstudiengang an der Hochschule Mittweida und schreibt derzeit ihre wissenschaftliche Abschlussarbeit zur schnellen Strahlschaltung mit elektrooptischen Modulatoren. Franka Marquardt, Laserinstitut an der Hochschule Mittweida, Technikumplatz 17, 09648 Mittweida, Tel. +49 (0) 37 27, 58 12 74, E-Mail: [email protected] Bernhard Steiger, Hochschule Mittweida, Technikumplatz 17, 09648 Mittweida, Tel. +49 (0) 37 27 58 10 45, E-Mail: [email protected], Dana Quellmalz, Tel. +49 (0) 37 27 58 12 74 © 2013 WILEY-VCH Verlag GmbH & Co. KGaA, Weinheim Optik&Photonik 3/2013 67
