Abbildung 1 - Publikationsdatenbank der TU Wien

Bakkalaureatsarbeit
im
Vertiefungsfach “Physikalische Elektronik”
Aufbau und Optimierung eines Festkörperlasers
im QCW-Betrieb und gepulsten Betrieb
von
KOLLER Jan
0525431
KÜNZEL Christopher
0526486
NUSSBAUMMÜLLER Bernd
0427645
Betreuer: Dipl. Ing. Johannes Tauer
eingereicht am Institut für Photonik, Gusshausstrasse 27/387
Kurzfassung (Abstract)
Diese Bakkalaureatsarbeit soll Studenten dazu dienen sich mit den grundlegenden
Messungen, den dazu notwendigen Materialien und Instrumenten beziehungsweise der
dahinter stehenden Theorie vertraut zu machen. Sie kann als Einführung in das Arbeiten
mit Lasern, welche sowohl im kontinuierlichen Betrieb, wie auch im gepulsten Betrieb
verwendet werden, angesehen werden. Es ist also eine Arbeit „von Studenten – für
Studenten“.
Es werden die Grundlagen eines optischen Oszillators (Lasers), die Methoden sowie, die
für die Realisierung eines gepulsten Lasers notwendig sind, erläutert. Dabei wird auch auf
die Gefahren der laser-internen bzw. laser-induzierten Schäden eingegangen und
erläutert, wie diese verringert werden können. Im Anschluss an diesen theoretischen Teil
wird anhand einiger Experimente die Tätigkeit im Laserlabor beleuchtet. Abschließend
wurde versucht einen Laser im sichtbaren Spektralbereich zu erzeugen. Die erarbeiteten
Resultate konnten alle theoretisch belegt werden.
Seite 1
Inhaltsverzeichnis
1. Einleitung....................................................................................................1
2. Grundlegendes...........................................................................................2
2.1. optische Oszillatoren ................................................................................................................2
2.1.1. Wechselwirkung Licht/Materie.........................................................................................2
2.1.2. Absorption.........................................................................................................................3
2.1.3. Spontane Emission............................................................................................................4
2.1.4. Induzierte Emission...........................................................................................................5
2.1.5. Besetzungsinversion..........................................................................................................6
2.1.6. Zwei Niveau System.........................................................................................................7
2.1.7. Drei Niveau System..........................................................................................................9
2.1.8. Vier Niveau System........................................................................................................10
2.2. Festkörperlaser........................................................................................................................12
2.2.1. Grundlegender Aufbau eines Lasers...............................................................................12
2.2.2. Aufbau eines Festkörperlasers........................................................................................13
2.3. QCW-Betrieb..........................................................................................................................15
2.4. Q-switching.............................................................................................................................15
2.4.1. Funktionsweise von gütegeschalteten Laser...................................................................16
2.4.2. Q-switching Methoden....................................................................................................17
2.5. Frequenzverdopplung.............................................................................................................18
2.6. Laser-induzierte Schäden........................................................................................................22
2.6.1. Schäden Allgemein.........................................................................................................22
2.6.2. Schadensarten und Beispiele...........................................................................................23
2.6.3. optische Filme.................................................................................................................24
2.6.4. LIDT & optische Filme...................................................................................................25
2.6.4.1. Erhöhung der LIDT von optischen Filmen.............................................................25
2.6.4.2. Schadensarten bei optischen Filmen.......................................................................26
2.7. Das Element Chrom als Q-switch...........................................................................................27
2.7.1. Cr4+ Laser.......................................................................................................................27
2.7.2. Cr4+ Q-Switch................................................................................................................29
2.7.3. Gepumpte passive Q-Switch Cr4+ Laser........................................................................30
3. Experimente im QCW-Betrieb.................................................................31
3.1. Verwendete Messgeräte..........................................................................................................31
3.2. Verwendete optische Elemente...............................................................................................32
3.3. Grundlegendes für den Messaufbau.......................................................................................33
3.3.1. Justierung des Messaufbaues..........................................................................................35
3.4. Messung der Pumpdiodenleistung..........................................................................................36
3.4.1. Pumpdiodenleistung vs. Diodenstroms...........................................................................36
3.4.1.1. Messaufbau..............................................................................................................36
3.4.1.2. Ergebnisse...............................................................................................................37
3.4.2. Pumpdiodenleistung vs. Abstand zwischen Pumpfaser und Einkoppellinse..................39
3.4.2.1. Messaufbau..............................................................................................................39
3.4.2.2. Ergebnisse...............................................................................................................40
3.5. Messung der Ausgangsleistung..............................................................................................42
3.5.1. Ausgangsleistung vs. Diodenstroms...............................................................................42
3.5.1.1. Messaufbau..............................................................................................................42
3.5.1.2. Ergebnisse...............................................................................................................44
3.5.2. Ausgangsleistung vs. Abstands zwischen Pumpfaser und Einkoppellinse.....................45
3.5.2.1. Messaufbau..............................................................................................................45
3.5.2.2. Ergebnisse bei 10A Diodenstrom............................................................................45
3.5.2.3. Ergebnisse bei 20A Diodenstrom............................................................................46
3.5.2.4. Ergebnisse bei 30A Diodenstrom............................................................................47
3.5.3 Ausgangsleistung vs. Reflektivität des Auskoppelspiegels.............................................48
3.5.3.1. Messaufbau.............................................................................................................48
3.5.3.2. Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:YAG als Laserkristall.............................49
3.5.3.3. Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:YVO4 als Laserkristall...........................50
3.5.2.5. Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:GdVO4 als Laserkristall.........................52
3.5.3. Ausgangsleistung vs. Diodenstroms bei Nd:YVO4........................................................52
3.5.3.1. Messaufbau..............................................................................................................52
3.5.3.2. Ergebnisse...............................................................................................................54
4. Experimente im gepulsten Betrieb.........................................................56
4.1. Optimierung bei einer Wellenlänge von 1064 nm..................................................................56
4.1.1. Messaufbau.....................................................................................................................56
4.1.2. Erkenntnisse....................................................................................................................58
4.2. Optimierung bei einer Wellenlänge von 946nm.....................................................................60
4.2.1 Messaufbau......................................................................................................................60
4.2.2 Erkenntnisse.....................................................................................................................60
5. Herstellung eines Lasers mit Emissionswellenlänge im sichtbaren
Bereich..........................................................................................................62
5.1. im grünen Spektralbereich......................................................................................................62
5.1.1. Messaufbau.....................................................................................................................62
5.1.2. Erkenntnisse....................................................................................................................63
5.2. im blauen Spektralbereich......................................................................................................64
5.2.1. Messaufbau.....................................................................................................................64
5.2.2. Erkenntnisse....................................................................................................................65
1.
Einleitung
Seit der ersten Inbetriebnahme eines Festkörperlasers (Laser als Abkürzung für Light
Amplification by Stimulated Emission of Radiation) durch Theodore Maiman, im Jahre
1960 wurde die Entwicklung neuer Materialien, Techniken und natürlich auch
Anwendungen immer weiter voran getrieben. In den späten 80er Jahren des 20sten
Jahrhunderts war es möglich effiziente Halbleiterlaserdioden zu fertigen, die auch im
normalen Haushaltsgebrauch Anwendung fanden, wie zum Beispiel in CD oder DVDLaufwerken und später auch in Kabeln zur Datenübertragung. Parallel arbeitete man an
Laser-basierenden Füge- und Trennungsverfahren für die Industrie mit deren Hilfe man
die Möglichkeit hatte schneller und präziser zu arbeiten. Kurze Zeit später, kamen auch
Methoden zur genaueren Messung und Bestimmung von Objekten und Distanzen auf.
Jüngst geht die Entwicklung soweit, dass Laser zu medizinischen Zwecken und in naher
Zukunft auch als Auslöser für laser-induzierte Zündungen bei Verbrennungsmotoren
eingesetzt werden. Die Einsatzmöglichkeiten scheinen schier unbegrenzt und die
Bedeutung von Lasersystemen wächst kontinuierlich an. Wir haben uns in dieser Arbeit
zum Ziel gesetzt, eine Anleitung für das richtige und effektive Arbeiten und Aufbauen von
Festkörperlasern im QCW- und gepulsten Betrieb zu schreiben. Wir haben beschlossen
alle wichtigen Grundbegriffe auf die wir im Laufe dieser Arbeit häufig zurückgreifen werden
in einem eigenen Kapitel mit dem Namen „Grundlegendes“ einzuführen und erläutern.
Beginnen wollen wir mit allgemeinen Begriffen und grundlegenden Fakten der Laser- und
Festkörperphysik. Da es für das Verständnis der nachfolgenden Kapitel unablässig ist,
gehen wir auch auf Güteschalter und Frequenzverdopplung ein. Im Rahmen unserer
Vorbereitungen auf das Labor haben wir uns auch eingehend mit Laser-induzierten
Schäden an optischen Elementen befasst und zu diesen Themen Informationen mittels
Paper und Book Research gefunden. Wir haben großenteils alleine im Labor gearbeitet
und alle später beschriebenen experimentellen Anordnungen wurden ebenfalls von uns
selbst aufgebaut und justiert. Die genauen Verfahren beim Aufbau, beim Justieren und
beim Einstellen der optischen Elemente werden zu jedem Experiment erläutert. Auch beim
Messvorgang werden wir detaillierte Anleitungen geben. Im Kapitel “Experimente im
QCW-Betrieb” beschreiben wir zuerst die uns zur Verfügung gestellte Laborausrüstung
Seite 1
und gehen dann auf die Experimente und deren Resultate ein. Die durchgeführten
Versuche beinhalten Messungen über verschiedene aktive Medien und deren Verhalten
bei unterschiedlichen Reflektivitäten des Auskoppelspiegels. Hierbei ist besonders
anzumerken, dass die einzelnen Elemente des Messaufbaus bei jedem Versuch neu
einzurichten und zu justieren waren. Im letzten Kapitel schließlich, geben wir eine
Anleitung zur Durchführung von Experimenten im sichtbaren Bereich mit Hilfe der zuvor
erwähnten
Frequenzverdopplung.
Experimente
festgehalten
und
Wir
haben
möchten
alle
wichtigen
diese,
in
Ergebnisse
unserer
unserer
gemeinsamen
Bakkalaureatsarbeit präsentieren.
2.
Grundlegendes
2.1.
optische Oszillatoren
Um die Funktionsweise eines Lasers verstehen zu können müssen mehrere grundlegende
physikalische Vorgänge verstanden werden. In diesem Kapitel wird kurz auf diese
fundamentalen Gesetze und Prozesse eingegangen. Zur Erarbeitung dieses Teiles der
Bakkalaureatsarbeit wurden auf diesen Gebiet bekannte Bücher (Köchner [1], Reider [2])
sowie schon vorhandene Diplom- [3,4] und Bakkalauretsarbeiten [5] vom Institut Photonik
der Technischen Universität Wien herangezogen.
2.1.1.
Wechselwirkung Licht/Materie
Basierend auf der modernen Physik besitzt Licht sowohl Teilchen, als auch
Wellencharakteristik. Der Wellenaspekt beschreibt hauptsächlich die Ausbreitung,
Beugung und Interferenz des Lichtes und wurde zum größten Teil von Maxwell entdeckt.
Die Teilchencharakteristik, von Einstein schon 1918 beschrieben, befasst sich mit der
Wechselwirkung zwischen Licht und Materie. Da diese beiden Erscheinungsformen sich
dem Anschein an nicht vereinen lassen, spricht man von der „Dualität des Lichtes“. [3]
E=ℏ 
Seite 2
(1)
Die Energie E eines Licht Partikels, eines Photon, wird mit der Planck'schen Konstante
(2)
ℏ=h /2 
( h=6,63∗10−34 Js
Planck'sche Wirkungsquantum) und der Kreisfrequenz ω des Lichtes
beschrieben. [2]
Die Wechselwirkung zwischen Licht und Materie kann auf drei Arten erfolgen: Absorption,
spontane Emission und induzierte (stimulierte) Emission, wie in der nachstehenden Grafik
gezeigt wird.
Abbildung 1: Einfaches Energieniveau - Diagramm eines zwei Niveau Systems [5]
Atomare
Systeme
wie
Atome,
Ionen
oder
Moleküle
existieren
Energiezuständen. Der Übergang von einem niedrigeren Energieniveau
höheres Energieniveau
E2
in
E1
diskreten
auf ein
entspricht der Vernichtung eines Photons und wird
Absorption genannt. Umgekehrt wird bei dem Übergang von einem höheren auf ein
niedrigeres Energieniveau die Energie eines Photons emittiert. Dies kann spontan, aber
auch erzwungen, durch Einwirken eines Energiefeldes, geschehen. [5]
Alle drei sind grundlegende physikalische Prozesse, die beim Laser zu tragen kommen.
2.1.2.
Absorption
Ein Photon kann mit einer bestimmten Wahrscheinlichkeit ein Elektron von einem
Seite 3
niederenergetischen
E1
in einen höherenergetischen Zustand
E2
heben. Die
Energie des Lichtquants wird dabei vom Elektron aufgenommen. Der Absorptionsprozess
wird durch eine Elektromagnetische Welle, die durch das atomare System schwingt
hervorgerufen. [4]
Die Besetzungsdichte N1 eines Energieniveaus wird im Grundzustand durch das Gesetz
N1
=−B12  N 1
t
(3)
beschrieben, wobei B12 der Einstein-Koeffizient für die Absorption und
 die
Strahlungsintensität darstellt.
Bei Lasern wird die stimulierte Absorption mit optischen Pumpquellen wie zum Beispiel
Lampen, oder mit viel effektiveren Laserdioden durchgeführt. [1,3]
2.1.3.
Spontane Emission
Wurde ein Atom mittels Absorption in ein höheres Energielevel gehoben, fällt es nach
E 1 ), oder in ein anderes
einiger Zeit wieder in den Grundzustand (unteres Energielevel
niedrigeres Energielevel und emittiert ein Photon mit der Energie
E 2 −E 1 =ℏ 
(4)
Dieser spontane Besetzungszerfall im Energieniveau
verhält sich proportional zur Besetzungsdichte in
E2
E 2 . [6]
N2
=− A21 N 2
t
wobei
E1
zum Energieniveau
A21 der Einsteinkoeffizient für spontane Emission mit der Dimension
(5)
s−1 ist.
Dieser Koeffizient ist ein Maß für die Wahrscheinlichkeit, dass ein Atom aus dem
Energielevel
E 2 , nach einer bestimmten Zeit wieder in das niedrigeren Energielevel
E 1 zurückkehrt.
Das Auftreten der spontanen Emission ist das Hauptproblem der Laserphysik, da die
Richtung, Frequenz und Phase des spontan emittierten Lichtes nicht mit dem durch
induzierten Emission verstärkten Signal korrelieren. [1,3]
Seite 4
Spontane Emission ist durch die Lebensdauer des angeregten Atoms charakterisiert,
bevor es wieder in den niedrigeren Energiezustand übergeht und das Photon emittiert.
N 2 t =N 2 0exp
−t

 21
(6)
−1
21 = A21
(7)
21 ist die Lebensdauer der Abstrahlung vom Energieniveau
E 2 , wobei diese
Abstrahlung reziprok zum Einsteinkoeffizienten der spontanen Emission
A21 ist. [1]
Es gibt zurzeit keine Möglichkeit die spontane Emission im optischen Spektralbereich zu
unterdrücken. Man kann lediglich erreichen, dass sie für Übergänge in bestimmten
Frequenzbereichen und Raumrichtungen eine untergeordnete Rolle spielt. [7]
2.1.4.
Emission
kann
Induzierte Emission
nicht
nur
spontan
geschehen,
sondern
auch
mit
Hilfe
von
elektromagnetischen Wellen der selben Frequenz. Dabei werden von Atomen, Photonen
auf ein angeregtes System (Elektronen in
E 2 mit der Beziehung
N2
=−B21  N 2
t
(8)
abgegeben und es kommt zur induzierten Emission von weiteren Photonen. Der Faktor
B21 in Gleichung 8 steht für den Einsteinkoeffizient für die stimulierte Emission.
Emittierte Strahlung eines atomaren Systems mit Hilfe externer Strahlung, wie einer
elektromagnetischen Welle, besteht aus zwei Teilen. Der eine Teil, mit der Intensität
proportional zu
A21 , ist die spontane Emission. Bei der spontanen Emission ist die
Phase unabhängig von der extern zugeführten Strahlung. Der zweite Teil, mit der
Intensität proportional zu
 B21 ist die induzierte Emission. Bei der induzierten
Emission fallen die angeregten Elektronen in den Grundzustand zurück und emittieren
dabei Photonen mit der selben Energie, Richtung, Polarisation, Frequenz und Phase wie
das einfallende Photon. [1,5]
Seite 5
Im Fall eines Zwei-Niveau-Systems (Abbildung 1) mit den Besetzungsdichten N 1 t  und
N 2 t  erhalten
wir
dann
für
Besetzungsdichte N 2 die
die
Bilanzgleichung
(Ratengleichung)
N2
N2
= N 1 P12 − N 2 P 21 −
t
21
wobei
P 12 und
(9)
P 21 die Übergangswahrscheinlichkeit von Absorption und Emission
beschreibt. Nach dem thermischen Gleichgewicht müssen die Übergänge von
E1
zu
E 2 in einer gewissen Zeit, gleich der Übergänge von E 2 zu E 1 sein.
Hierfür können wir das Boltzmann Besetzungsgesetz schreiben. [2]
N 2 A21 N 2 B 21 = N 1 B12 
(10)
wobei der erste Therm die Spontane Emission, der zweite die induzierte Emission und die
Addition der beiden Therme die Absorption beschreiben. [1]
Voraussetzung für die stimulierte Emission ist jedoch, dass das einfallende Photon der
Energiebeziehung aus Gleichung 10 gehorcht. Somit wird die Photonenzahl verstärkt –
man spricht von optischer Verstärkung.
Die induzierte (stimulierte) Emission bildet die Grundvoraussetzung des Laserprinzips. [8]
2.1.5.
Besetzungsinversion
Die Volumendichte der Atome im Zustand i wird als Besetzungsdichte
N i bezeichnet.
Das Problem bei der Herstellung eines Lasers liegt darin, dass die Wahrscheinlichkeit für
die stimulierte Emission größer sein muss als die Wahrscheinlichkeit der Absorption. Dies
ist der Fall, wenn sich mehr Atome im angeregten Zustand, als im Grundzustand befinden,
d.h. wenn die Besetzungsdichte N 2 im höherenergetischen Zustand größer ist als die
Besetzungsdichte N 1 im niederenergetischen Zustand.
Man
spricht
von
Besetzungsinversion,
da
N 2 N 1
dies
den
unter
thermischen
Gleichgewichtsbedingung herrschenden Besetzungsverhältnissen widerspricht.
N 2 − E −E / kT
=e
1
N1
2
1
Seite 6
(11)
Es kann jedoch nur gleiche Besetzungsdichten zwischen
thermische Energie
kT
N 2 und N 1 geben, wenn die
sehr groß gegenüber der Energie
E 2 −E 1 ist. Diesen
Grenzbereich nennt man „Inversions Grenze“. Das ist jedoch nicht der in der Natur
vorherrschende Zustand.
Prozesse,
die
zur
Anregung
des
oberen
Energieniveaus
dienen
nennt
man
Pumpprozesse. Dies kann zum Beispiel mit Lampen oder Dioden bewerkstelligt werden.
(optisches Pumpen) [1,7]
2.1.6.
Zwei Niveau System
Der Energieaustausch zwischen dem materiellen System und dem Feld geschieht durch
Austausch von Photonen der Energie E 2 −E 1 , also durch Absorption und Emission
(spontan, stimuliert). Im thermodynamischen Gleichgewicht sind bei der Temperatur
die Energiezustände
E 1,2 gemäß der Boltzmann Verteilung besetzt. Für Übergänge im
optischen Energiebereich und bei Raumtemperatur ist das Besetzungsverhältnis
N 2 − E −E / k T ℏ / k
=e
=e
N1
2
−23
k B=1,38∗10
JK
−1
T
1
B
B
T
Boltzmann Konstante
Abbildung 2: Übergänge im zwei Niveau System,
W...Übergangswarscheinlich induzierter Prozesse,
s...Übergangswarscheinlichkeit [5]
Seite 7
(12)
so klein, dass praktisch alle Atome im Grundzustand sind, also N 1 gleich der gesamten
Teilchendichte ist und
N 2=0 gilt. [2]
Um eine Lichtverstärkung zu erreichen muss zunächst das obere Energieniveau besetzt
werden, was z.B. durch optische Anregung geschehen kann.
Wird ein Medium mittels Licht einer Frequenz  bestrahlt, ruft diese eine Energiedichte
 im Medium hervor, welche zu einer Abnahme von Teilchen im Zustand
E1
führt, die sich aus
N1
=−W 12 N 1
t
ergibt.
Dabei
Energiezustand
beschreibt
W 12 =B 12  die
(13)
Übergangswahrscheinlichkeit
vom
E 1 in den Energiezustand E 2 .
Gleichzeitig kommt es auch zu einer Zunahme der Besetzung im Zustand
E 2 laut
 N 2 − N 1
=
t
t
(14)
Die spontane und induzierte Emission wirkt dieser Zunahme allerdings entgegen. [5]
Die Übergangswahrscheinlichkeit W beschreibt die Raten der stimulierten Prozesse pro
Atom, während der spontane Zerfall eines angeregten Zustandes durch eine mittlere
Lebensdauer SP charakterisiert wird. Das entspricht einer Übergangsrate
1/SP pro
Atom. Die Übergangsrate eines Teilchen-Ensembles erhalten wir dementsprechend durch
Multiplikation von W bzw. mit 1/SP
Teilchen.
So
Bilanzgleichung
erhalten
wir
für
(Ratengleichung)
der Zahl der für den jeweiligen Prozess verfügbaren
Besetzungsdichte N 2 die
die
wie
in
Gleichung
9
schon
wobei
angeführte
W
als
Übergangswahrscheinlichkeit angegeben wird. Dabei steht N 1 W 12 für die Absorption,
N 2 W 21 für die stimulierte und
N2
21
(15)
für die spontane Emission. [2]
Seite 8
Unter der Berücksichtigung der Einsteinrelation
N2
=W 12  N 1− N 2 −S 21 N 2
t
Im stationären Fall ist
W 12 =W 21 erhält man
S 21 =1/21
(16)
 N 2 /t=0 und damit [5]
N2
W 12
=
1
N 1 W 12 S 21
(17)
Wie aus dieser Formel zu erkennen, ist trotz unbeschränkt großer Pumpleistung immer
N 2 N 1 . Laseraktivität ist daher im Zwei-Niveau-System nicht möglich. Inversion durch
optischen pumpen erreicht man, indem man die bereits angeregten Atome der
Wechselwirkung mit dem Pumpfeld trennt.
Das ist der Grund warum das Zwei-Niveau-System nicht für Laser verwendet wird,
sondern Materialien mit Drei-Niveau und Vier-Niveau Struktur für die Laserherstellung
herangezogen werden.
2.1.7.
Drei Niveau System
Durch optisches Pumpen (Absorption) werden im Drei-Niveau-System (z.B. Rubin)
Abbildung 3: Übergänge im Drei-Niveau-System, W...Übergangswahrscheinlichkeiten
induzierter Prozesse, τ...Lebensdauer der Abstrahlung (1/τ=S) [1]
Elektronen aus dem Grundzustand E 0 in den Zustand E 3 angeregt. Damit das
Seite 9
optische Pumpen über einen weiten spektralen Bereich erfolgen kann, wird anstatt von
einer Pumpfrequenz ein weites Spektrum von Frequenzen verwendet (Pumpband). Vom
Energielevel
E 3 gehen sie möglichst schnell strahlungsfrei in den Zustand E 2 über.
Dieser Übergang wird durch die Übergangswahrscheinlichkeit 1/32 =S 32 beschrieben.
Auch beim Drei-Niveau System ist anzustreben, dass S 32 so groß wie möglich ist. Wenn
diese Übergangswahrscheinlichkeit zu klein ist, fällt das Teilchen durch spontane oder
induzierte Emission wieder sofort in den Grundzustand zurück. Zusätzlich sollte die
Übergangswahrscheinlichkeit S 21 der spontanen Emission vom Zustand E 2 in den
Zustand E 1 klein gegenüber S 32 sein, denn dann können sich Elektronen im Zustand
E 2 sammeln und es kann eine Inversion gegenüber dem Grundzustand E 0 entstehen.
Kriterium für die Inversion ist, dass sich möglichst wenig Ionen im Energiezustand E 3
gegenüber den beiden anderen Energiezuständen ( N 3 ≪ N 1 N 2 ) befinden und somit
die Lebensdauer von Zustand
E3
zu
E2
viel kleiner als die von Energielevel
E2
zum Grundzustand 21 ≫32 sein muss. Bei Rubin beträgt die Lebensdauer im
Energiezustand E 2 zum Beispiel ca. 3ms. Der Laserübergang erfolgt also vom Niveau
E 2 in das Grundniveau E 0 . [7]
Der Nachteil dieses Systems ist, dass Inversion erst erreicht wird, wenn im Energieniveau
E 2 mehr Elektronen vorhanden sind als im Grundniveau E 0 . Um diesen Zustand zu
erreichen müssen mehr als die Hälfte aller laseraktiven Teilchen in den oberen
Energiezustand gepumpt werden. Das bedeutet das man eine hohe Pumprate benötigt um
der nicht gewünschten spontanen und induzierten Emission entgegen zu wirken.
2.1.8.
Vier Niveau System
Im Vier-Niveau System wird noch ein weiterer unbesetzter Zustand E 1 eingesetzt, also
ist im Gegensatz zum Drei-Niveau System noch ein unterer unbesetzter Laserzustand
vorhanden. Da nun die Teilchen nicht mehr sofort in den Grundzustand zurückfallen
können, kann Inversion schon bei einer geringen Pumpleistung eintreten. [1]
Seite 10
Abbildung 4: Übergänge im Vier-Niveau-System, W...Übergangswahrscheinlichkeiten induzierter
Prozesse, τ...Lebensdauer der Abstrahlung (1/τ=S), E...Energiezustände [1]
Nur der Grundzustand E 0 ist thermisch besetzt. Mittels optisches Pumpen werden
Teilchen vom Grundzustand
E0
in das Pumpband E 3 gehoben. Wie beim Drei-
Niveau System wird angestrebt das diese Elektronen möglichst schnell in den
Energiezustand E 2 (oberes Laserniveau) übergehen. Wenn dieser Übergang 32 zu
langsam ist, fallen die Teilchen durch spontane und induzierte Emission wieder in den
Grundzustand zurück. Beim Vier-Niveau System erfolgt der Laserübergang vom oberen
Laserniveau E 2 in den thermisch nicht besetzten unteren Laserniveau E 1 .
Dies ist der große Vorteil gegenüber dem Drei-Niveau System. Durch einsetzen dieses
neuen Energielevels ist es nicht mehr nötig in den oberen Zustand schneller zu pumpen
als er zerfällt, da schon bei einer geringen Pumprate, eine gewissen Population im
Energieniveau E 2 herrscht. Somit stellt sich leichter eine Inversion gegenüber den
unbesetzten Zustand E 1 ein.
Kriterium ist jedoch, dass die Übergangswahrscheinlichkeit S 10 =1/10 zwischen unteren
Laserniveau E 1 und Grundzustand größer ist, als der Übergang zwischen höheren
Laserniveau E 2 und E 1 .
Dieser
Übergang
setzt
sich
aus
der
Übergangswahrscheinlichkeit der spontanen Emission S 21 und der induzierten Emission
W 21 zusammen.
Seite 11
S 10 S 21 W 21
(18)
Wenn diese Bedingung nicht erfüllt ist, kommt es zur Elektronenanhäufung im unteren
Laserniveau E 1 und es ist keine Inversion mehr möglich. [5,7]
2.2.
2.2.1.
Festkörperlaser
Grundlegender Aufbau eines Lasers
Seltene Erd- und Übergangs- Metallionen welche in einem Festkörper angereichert sind
werden schon seid Jahrzehnten für Festkörperlaser erfolgreich genutzt. Festkörperlaser
basierend auf Ionen wie Nd3+, Ho3+, Tm3+, Er3+ und viele andere seltene Erdionen
angereichert in Kristallen oder Spiegeln, wie Nd:YAG, Nd:YVO, Nd:YLF, sind mittlerweile
Standard Produkte der Laserindustrie. [9]
Abbildung 5: Schematischer Aufbau eines Lasers [5]
Der Grundaufbau eines Lasers beinhaltet ein aktives Medium und einen Resonator. Das
aktive Medium wird durch eine von außen einwirkende Quelle in Inversion gebracht. Durch
positive (gleichphasige) Rückkopplung kann ein Verstärker zu einem Oszillator gemacht
werden. Diese Verstärkung wird im optischen Fall mittels Spiegel realisiert. Der
entstehende Laserstrahl wird mehrfach durch das aktive Medium gelenkt. Obwohl sich das
Akronym „Laser“ eigentlich nur auf den stimulierten Verstärkungsprozess bezieht (Light
Amplification by Stimulated Emission of Radiation), hat sich diese Beziehung auch für den
optischen Oszillator durchgesetzt. [5]
Seite 12
Die Eingangsoptik weist dabei eine Reflektivität von R = 100% auf, der Ausgangsspiegel
eine Reflektivität von R < 100%.
Die große Vielfalt von unterschiedlichen Verstärker-Medien erlaubt keine durchwegs
einheitliche Behandlung aller Lasertypen. Es ist vor allem zwischen 2 Arten von Lasern zu
unterscheiden, Halbleiterlasern und Lasern auf atomarer Basis. Atomare Laser kann man
als Ensemble von unabhängigen Teilchen mit wenig diskreten Energiezuständen
auffassen, wobei sich jedes Atom in einen dieser Zustände befindet. Ein Halbleiterkristall
ist ein intern stark gekoppeltes System mit großen Anzahl von unterschiedlichen
Zuständen, von denen jeder höchstens einmal besetzt sein kann. Diese Zustände werden
in Bändern zusammengefasst. [2]
2.2.2.
Aufbau eines Festkörperlasers
Ein Festkörperlaser besteht aus 3 Hauptbestandteile:
•
Das aktive Medium zur Verstärkung der elektromagnetischen Welle
•
Das Pumpmedium womit Energie in das aktive Medium gepumpt wird, um die
Besetzungsinversion in den Energieniveaus zu erhöhen
•
Optische Resonatoren um die induzierte Emission zu verstärken und konzentrieren
[4]
Abbildung 6: Grundelemente eines Festkörperlasers [5]
Es gibt zwei Betriebsmoden in dem der Festkörperlaser betrieben werden kann.
•
kontinuierlich (cw – continious wave)
•
gepulst
Seite 13
Das Pulsen kann durch Pumpen (Blitzlampen), durch Modenkopplung oder durch
Güteschalter (optischer Schalter = Q-Switch) realisiert werden. Bei den für diese Arbeit
durchgeführten Versuchen wird als Pumpquelle eine fasergekoppelte Laserdiode
verwendet. Der Laser kann nur funktionieren wenn die optische Verstärkung größer als
der Verlust zwischen den Resonatoren ist. [5]
Die Einkoppeloptik besteht aus ein oder zwei asphärischen Linsen, die das Pumplicht von
der Faser in den Kristall leiten. Asphärische Linsen haben mindestens eine Fläche die von
der Kugelfläche abweicht. Durch eine asphärische Fläche hat man bessere Möglichkeiten
Abbildungsfehler und sphärische Aperrationen auszugleichen und somit den Laserstrahl
besser zu bündeln. Ein Zwei-Linsen-System leuchtet den Kristall besser aus, ist aber
empfindlicher gegenüber ein Ein-Linsen-System. [10]
Bei Festkörperlasern wird als aktives Medium meistens optisch aktiv dotiertes Kristall oder
Glas verwendet. Optisch aktiv bedeutet, dass Ionen mittels Licht angeregt werden können.
Abbildung 7: Schematische Darstellung eines diodengepumpten passiv Gütegeschalteten Nd:YAG
Laser [3]
Ohne dem aktiven Medium würde das zirkulierende Licht, dass zwischen den beiden
Resonatoren zirkuliert immer schwächer, aufgrund von z.B. Refelxionsverlusten. Bei uns
wurden drei verschiedene Kristalle getestet: Nd:YAG, Nd:YVO4, Nd:GdVO4.
Es gibt viele verschiedene Möglichkeiten Laser Pulse zu generieren. Mit den heutigen
Methoden kommt man auf ein Pulsspektrum von Mikrosekunden- bis FemtosekundenBereich. [7]
Seite 14
2.3.
QCW-Betrieb
Beim CW-Betrieb1 , auch Dauerstrichbetrieb genannt, eines Lasers wird Laserstrahlung
konstanter Wellenlänge und konstanter Amplitude ausgesandt. Die Pulsdauer, wenn man
überhaupt davon sprechen kann, ist unendlich, was einem kontinuierlichen Strahl
entspricht. Die Ausgangsstrahlung der Pumpquelle ist also konstant.
Der QCW-Betrieb (= quasi-cw-Betrieb) ist die Laserbetriebsart, bei der die Strahlung
annähernd
konstant
ist.
Dies
wird
durch
kurze
Pulsdauern
und
schnelle
Wiederholungsraten der Pumpquelle ermöglicht (hohe Frequenz des Pumpstrahls). Die
Pumpquelle liefert also keine konstante Strahlung, sondern sehr viele Pulse. Diese Pulse
werden kurz gehalten, damit die thermischen Effekte möglichst reduziert werden und somit
die Lebensdauer der einzelnen Komponenten erhöht werden kann. Durch die hohe
Pulswiederholungsrate erscheint es, als würde ein konstanter Strahl erzeugt werden. Ein
Vorteil des QCW-Betriebs ist, dass höhere Spitzenleistungen erreicht werden können.
Allerdings funktioniert dies nur auf Kosten der Durchschnittsleistung (diese ist niedriger als
im CW-Betrieb). [11]
2.4.
Q-switching
Beim Q-switching (= Güteschalten) von Laser-Systemen wird ein Bauteil (der Q-switch) in
den optischen Aufbau eingebracht, welcher die Verluste im Resonator beeinflussen kann.
Durch die gezielte Veränderung der Durchlässigkeit (Polarisation, etc.) können die
Verluste variiert werden. Dies dient dem Zweck, dass im Falle von optischen Oszillatoren
bzw. Lasern, sehr kurze (ns) hoch energetische Pulse erzeugt werden können. Qswitching wird vor allem bei Laseranwendungen z.B. zur Materialbearbeitung (schneiden,
bohren,
etc.),
zur
Entfernungsmessung
und
bei
Pumpquellen
für
nichtlineare
Frequenzumwandlungen verwendet.
Der schematische Aufbau eines gütegeschalteten Lasers ist in Abbildung 8 gezeigt.
Es muss beachtet werden, dass beim Q-switching auch Laserkristalle mit einer niedrigen
Durchschnittsleistung zu hohen Spitzenleistungen führen können und somit die
Sicherheitsstufe (Laserklasse) im gütegeschalteten Betrieb nicht gleich derer im cwBetrieb ist! In diesem Zusammenhang ist es wichtig, dass die optischen Elemente eines
1 cw = continuous wave
Seite 15
gütegeschalteten Lasers gut gereinigt sind, da sonst Staubpartikel und ähnliches
entzündet werden können und somit Schäden an diesen Objekten entstehen können.
2.4.1.
Funktionsweise von gütegeschalteten Laser
Wie in Abbildung 8 ersichtlich, wird der Q-switch (passiv oder aktiv) in den Laserresonator
integriert.
Er
sitzt
zwischen
dem
aktiven
Medium
(Lasermedium)
und
dem
Auskoppelspiegel. Die Verluste im Resonator werden durch den Q-switch zu Anfangs sehr
groß gehalten, um die Erzeugung von Laserstrahlung zu verhindern. [12]
Abbildung 8: Grundaufbau eines gütegeschalteten Lasers [12]
Somit kann die durch eine Pumpdiode (oder andere Pumpquelle) induzierte Energie im
Verstärkermedium (Lasermedium) gehalten werden. Diese gespeicherte Energie kann nur
durch
spontane
Emission
verringert
werden
und
kann
ein
Vielfaches
der
Sättigungsenergie des Laserkristalls erreichen.
Sobald die Verluste stoßartig verringert werden (dies ist sowohl aktiv, wie auch passiv
möglich) kann sich Laserstrahlung lawinenartig ausbilden (=> Verstärkung findet statt).
Nach und nach kommt es zur Sättigung der Verstärkung. Der resultierende Puls hat sein
Maximum an jener Stelle, an der die Verstärkung äquivalent zu den Resonatorverlusten
ist. Nachdem dieser Spitzenwert erreicht wurde, kommt es zu einem Abbau der
gespeicherten Energie.
Auf diese Weise können Pulse mit einer maximalen Wiederholungsrate von 1-100kHz und
einer Dauer von weniger als einer Nanosekunde erzeugt werden. Dementsprechend
können hohe Spitzenleistungen erreicht werden (mehrere kW). Die höchsten Pulsenergien
und die kürzesten Pulsdauern können durch eine niedrige Wiederholungsrate der Pulse
erreicht werden.
Seite 16
2.4.2.
Q-switching Methoden
Wie schon erwähnt muss zwischen aktiver und passiver Güteschaltung unterschieden
werden. Bei der aktiven Güteschaltung werden die Verluste des Q-switches durch ein
Kontrollelement gesteuert, während bei der passiven Güteschaltung die Verluste
automatisch durch einen sättigbaren Absorber verändert werden.
Abbildung 9: Pulsverlauf beim aktiven Güteschalten [13]
Anhand der folgenden Skizzen sollen ein paar Unterschiede erklärt werden: [13]
Beim aktiven Güteschalten erkennt man, dass der resultierende Puls rasch nach dem
Steuerbefehl eintritt und man diesen Zeitpunkt relativ genau steuern kann. Die
Schaltzeiten müssen dabei nicht mit der Pulsdauer abgestimmt werden, was im
Allgemeinen zu höheren Pulsenergien führen kann, da die Schaltzeit länger als die
Pulsdauer gewählt werden kann. Das Problem bei längeren Schaltzeiten liegt darin, dass
man bei zu langen Zeiten Mehrfachpulse oder Instabilitäten erzeugen kann. Es liegt auf
der Hand, dass diese Art des Q-switching die weitaus anspruchsvollere aber auch
qualitativ hochwertigere Methode ist. Das aktive Güteschalten kann durch einen akustooptischen, opto-elektronischen, und mechanischen aktiven Q-switch erfolgen.
Seite 17
Abbildung 10: Pulsverlauf beim passiven Güteschalten [13]
Neben den zuvor erwähnten aktiven Güteschaltungen gibt es auch das weitaus einfachere
passive Güteschalten. Beim passiven Güteschalten kann der Puls erst dann generiert
werden, wenn die gespeicherte Energie im Lasermedium hoch genug ist. Somit ist die
Pulsenergie und -dauer meist schon durch den Q-switch bestimmt. Obwohl man mit
aktivem Q-switching höhere Pulsenergien erreichen kann und man den Schaltzeitpunkt
selbst definieren kann, wurde auf Grund der einfacheren Verwendung (keine Triggerung,
keine Steuerung) und der Kosteneinsparung für die durchgeführten Versuche stets ein
passiver Q-switch verwendet. [12-14]
2.5.
Frequenzverdopplung
Die Frequenzverdopplung ist ein nichtlineares optisches Phänomen, welches bei
Bestrahlung von optisch nichtlinearem Material mit Strahlung hoher Intensität auftreten
kann. Durch die Bestrahlung solcher Stoffe, wird von dem Objekt Strahlung, mit der
doppelten Frequenz, ausgestrahlt. Durch die eintretenden Photonen, welche mit dem Stoff
in Wechselwirkung treten, entstehen neue Photonen mit der doppelten Energie, aber mit
der halben Wellenlänge (also der doppelten Frequenz). Es handelt sich genauer gesagt
um Absorption zweier oder mehrerer Photonen und Emission eines Photons. [15]
Seite 18
Abbildung 11: Prinzip der Frequenzverdopplung mit nichtlinearem
Kristall außerhalb des Resonators [15]
Da das einfallende und das abgestrahlte Licht (elektromagnetische Welle) kohärent2 sind,
handelt es sich hierbei nicht um Fluoreszenz!
Die Frequenzverdopplung kann sowohl innerhalb des Resonators (intra cavity), wie auch
außerhalb des Resonators durch einen geeigneten Kristall stattfinden. Diese beiden Arten
unterscheiden sich insofern, dass sich bei der intra cavity Methode die Ausgangswelle nur
aus der frequenzverdoppelten Welle, nicht aber aus der Pumpwelle zusammensetzt.
Durch die Gleichung
c=⋅ f
ist die Frequenz mit der Wellenlänge über die
Lichtgeschwindigkeit (wir setzen den leeren Raum voraus) verknüpft. Dadurch lässt sich
der Schluss von der Halbierung der Wellenlänge auf die Verdopplung der Frequenz
erklären.
Die Frequenzverdopplung wird auch SHG (second harmonic generation) abgekürzt.
Neben der Frequenzverdopplung kann man aber auch Frequenzverdreifachung mit
gewissen Materialien erreichen. Diese wird auch mit THG (third harmonic generation)
bezeichnet.
Bei der Bestrahlung von Materie werden durch das elektrische Feld der einfallenden
Strahlung die Atomkerne gegenüber der Atomhülle (periodisch) verschoben. [16]
Abbildung 12: Verschiebung des Atomkerns gegenüber der Atomhülle
2 Zwei Wellen werden kohärent genannt, wenn eine feste Phasenbeziehung zwischen ihnen herrscht
Seite 19
Durch diese Schwingungsbewegung entsteht jedoch erneut elektromagnetische Strahlung.
Die
Verschiebung
Wechselwirkungskräfte
beobachtete
der
beiden
(starke
Auslenkung
Atomteile
wird
Wechselwirkung)
entspricht
einer
durch
wieder
Parabel
die
vorhandenen
ausgeglichen.
(quadratisch),
Die
solange
dabei
die
Auslenkungen einen gewissen Wert nicht überschreiten, da dann die Anziehungskräfte der
benachbarten Atome Einfluss nehmen. Die Verschiebung ist umso größer, je größer die
Intensität der eintreffenden Strahlung ist. Dadurch ergibt sich eine Abweichung von der
parabelförmigen Auslenkung, welche als Nichtlinearität bezeichnet wird. Wie der Verlauf
der Nichtlinearität aussieht, hängt von den Materialeigenschaften ab.
Durch den quadratischen Verlauf der Auslenkungen, ergibt sich ein sinusförmiger Verlauf
der Geschwindigkeit. Gibt es Abweichungen von der parabelförmigen Auslenkung, so gibt
es auch Abweichungen von der Sinusform der Geschwindigkeit und es kommt zu einer
Abweichung des elektrischen Feld der austretenden Strahlung. Sieht man sich diese
Eigenschaft im Spektralbereich an, so erkennt man, dass nicht nur die einfallende
Frequenzkomponente
sondern
auch
deren
Harmonische
Funktionen
in
der
Ausgangsstrahlung auftreten. Da die Effizienz dieser Frequenzkonversion mit dem Grad
der Harmonischen sinkt, sind nur die zweite (SHG) und dritte Harmonische (THG) von
Bedeutung. Ist die Nichtlinearität des elektromagnetischen Feldes symmetrisch zur
Nulllage der Atomteile, so wird die Geschwindigkeit auf beiden Seiten gleich verzerrt und
es entstehen die ungeraden Harmonischen. Für die Frequenzverdopplung ist also nur ein
Material verwendbar, dessen Nichtlinearität nicht symmetrisch bezüglich der Nulllage
zwischen Atomkern und Atomhülle ist. Da die Ausbreitungsrichtung der einfallenden und
austretenden Strahlung (an den einzelnen Atomen) gleich sind, kommt es in
Ausbreitungsrichtung zu einer konstruktiven Überlagerung (Verstärkung) und in allen
anderen Richtungen zur gegenseitigen Auslöschung.
Die Effizienz der Erzeugung der zweiten Harmonischen der Eingangsstrahlung wächst
linear mit der Intensität der Eingangsstrahlung. Dies hat zur Folge, dass die Intensität der
zweiten Harmonischen mit dem Quadrat der Eingangsintensität wächst!
I 2=⋅I e 2
(19)
Hierbei steht I2 für die Intensität der zweiten Harmonischen und Ie für die Intensität der
Eingangsstrahlung. ρ ist der Proportionalitätsfaktor. Die Amplitude der Feldstärke und
Seite 20
somit
die
Intensität
der
Eingangsstrahlung
bestimmen
die
Effizienz
der
Frequenzverdopplung. Wir werden nun die Polarisation der Welle betrachten und daraus
Schlüsse für die Frequenzverdopplung ziehen. In der linearen Optik ist die Polarisation nur
von einem Term erster Ordnung abhängig, wobei χ die (dielektrische) Suszeptibilität und E
die elektrische Feldstärke darstellt. Unter der Verwendung von Strahlung hoher Intensität
müssen jedoch auch die Terme höherer Ordnung berücksichtigt werden. Dies ist in
folgender Gleichung darstellt:
P =0⋅1⋅E2⋅E3⋅E...
(20)
Da wir nun auf die Frequenzverdopplung eingehen wollen, ist der Term zweiter Ordnung
für die Betrachtungen wichtig. Wir setzen das elektrische Feld in Ausbreitungsrichtung in
Abhängigkeit der Zeit t und der Kreisfrequenz ω an. Unter der Voraussetzung
E t = E 0⋅sin t
(21)
ergibt sich für die Polarisation zweiter Ordnung folgende Gleichung:
1
P 2 =0⋅2⋅E 20⋅sin 2 t = ⋅ 0⋅2⋅E 20−0⋅2⋅E 20⋅cos 2 t
2
(22)
Bei der letzten Gleichung wurde zur Umformung die trigonometrische Formel
sin 2  x=
1−cos 2x
2
(23)
verwendet um zwei Terme zu erhalten, deren Gestalt besser/einfacher analysiert werden
kann! Wie man sieht ergeben sich ein konstanter Teil, welcher einem statischen
elektrischen Feld entspricht (diese Eigenschaft wird auch als optische Gleichrichtung
bezeichnet) und ein zweiter schwingender Teil, mit der doppelten Frequenz (2ω) des
Eingangsstrahls. Auf diesem Prozess beruht die Frequenzverdopplung.
Es gibt jedoch noch eine wichtige Bedingung für die Brechungsindizes des Materials in
Ausbreitungsrichtung, damit diese Strahlung auch wirklich aus dem Medium austreten
kann. Es muss nämlich Phasenanpassung stattfinden, damit sich die Eingangsstrahlung
und die im Medium erzeugte Strahlung konstruktiv überlagern. Um dies zu gewährleisten
muss der Brechungsindex für die Grundwelle und für die frequenzverdoppelte Welle ident
Seite 21
sein (nω = n2ω). Gilt dies nicht, kommt es zur gegenseitigen Auslöschung oder zur
Rückumwandlung der frequenzverdoppelten Strahlung in die Grundstrahlung. Unter
Voraussetzung einer hohen Eingangsintensität, einer akzeptablen Bandbreite und der
nötigen Phasenanpassung, liegt die Effizienz der Erzeugung der frequenzverdoppelten
Komponente meist bei 50% (intracavity Frequenzverdopplung). Es konnte jedoch schon
eine Effizienz im Bereich von 80% (82% mit monolithischem Kristall MgO:LiNbO3
intracavity Frequenzverdopplung [17] und 85% mit Nd:YAG Kristall und KTP intracavity
Frequenzverdopplung
[18]
)
erreicht
werden.
Ein
Material,
welches
zur
Frequenzverdopplung verwendbar ist, sollte unter anderem eine hohe Suszeptibilität
besitzen und sowohl die einfallende Strahlung, wie auch die resultierende Strahlung
möglichst wenig absorbieren. Da mit Strahlungen von hoher Intensität gearbeitet wird
(z.B.: Laserstrahlung) sollte das Material resistent gegen hohe Intensitäten sein. Ein
Beispiel für geeignete Materialien sind spezielle Kristalle (LiNbO3, KDP, BBO, LBO, KTP)
oder auch Flüssigkristalle. [15,19,20]
2.6.
2.6.1.
Laser-induzierte Schäden
Schäden Allgemein
Laser-induzierte Schäden (Laser Induced Damage – LID) treten durch verschiedene
Ursachen auf und haben in Folge unterschiedliche Auswirkungen auf die beschädigten
optischen Elemente eines Lasersystems. Schäden treten am häufigsten an den äußeren
Bereichen und Oberflächen der Optiken auf und befinden sich je nach Ausrichtung des
Laserstrahls in den vorderen oder hinteren Teilen. Auch bei optischen Übergängen
zwischen zwei unterschiedlichen Materialien kommt es häufig zu Schäden, insbesondere
bei monolithischen Strukturen und optischen Filmen, den sogenannten Coatings. Die
Zerstörung von Lasersystemen selbst, lässt sich häufig auf unerwünschte Reflektion von
Strahlung einzelner Elemente zurückführen. Weitere Gründe für LID's könnten bei
Festkörperlasern eine Überbelastung der einzelnen Elementen durch sehr hohe
Leistungen oder Fehler bei der Herstellung der einzelnen Teile, wie zum Beispiel
Unreinheiten oder Einschlüsse in Kristallen, sein. Natürlich spielen auch Pulslänge/energie (Abbildung 13), Strahldurchmesser und Strahlintensität sowohl von der
Pumpquelle als auch der Output des aktiven Mediums eine entscheidende Rolle in der
Seite 22
Schadensverursachung.
Aufgrund
dieser
Tatsachen
ist
es
sehr
wichtig,
die
Zerstörschwellen (Laser Induced Damage Threshold – LIDT) der einzelnen Komponenten
zu kennen und das System im Toleranzbereich zu dimensionieren und zu betreiben. Im
Normalfall beeinflusst ein optischer Schaden die Leistung an Teilen eines Lasersystems
negativ und führt zu Abweichungen der idealen Funktionsfähigkeit bis hin zur Zerstörung
einzelner Elemente oder sogar des gesamten Lasersystems. [1,21,22]
2.6.2.
Schadensarten und Beispiele
Es gibt im Allgemeinen zwei verschiedene Arten von laser-induzierten Schäden, die
thermischen Schäden und die dielektrischen Schäden. Die thermisch verursachten
Schäden entstehen grundsätzlich durch Absorption der Energie in den optischen
Materialien. Zu solchen Fehlern kommt es meist beim QCW-Betrieb und bei kurzen, hoch
energetischen Pulsen.
Abbildung 13: Schadensfrequenz über Pulsenergie [1]
Bei durchlässigen optischen Materialien kann es sein, dass die Aufnahme von Energie die
Temperatur bis zu einer bestimmten Zerstörschwelle ansteigen lässt. Daraus können sich
thermische Ausdehnungen, mechanische Belastungen und Verformungen, sowie Risse
oder Zersplitterungen ergeben. Die LIDT bei optisch durchlässigen Materialien sind
abhängig von der Laserpulslänge und -stärke, sowie von den Eigenschaften des
verwendeten Materials. Im Falle der undurchlässigen Materialien kommt es zu einer
Seite 23
kontinuierlichen Absorption der Laserstrahlung durch freie Träger im Material. Diese
erhöhen die Temperatur und in Folge auch die mechanische Belastung an der Oberfläche.
Durch Erreichen der maximalen Belastbarkeit kommt es zur mechanischen Zerstörung
und
thermisch
bedingter
Schmelzung
des
Materials.
Bei
transparenten,
nicht-
absorbierenden Materialien können des weiteren elektromagnetische Felder dielektrische
Schäden verursachen. Bei dielektrischer Zerstörung von optischen Komponenten muss
die anliegende elektrische Feldstärke so stark sein, dass sie die Elektronen aus dem
Atomgitter des optischen Elements heraus trennt. Hier spielt die Pulslänge ebenfalls eine
wichtige Rolle, da sich der Bereich für dielektrische Schäden ca. zwischen 10 und 100ns
befindet. Messungen haben ergeben, dass bei gütegeschalteten Nd:YAG-Lasern (Neodym
dotierter Yttrium-Aluminium-Granat-Laser), Schäden bei Pulslängen von 10ns und einer
Leistungsdichte von mindestens 3,6GW/cm2 aufgetreten sind. Eine wichtige Unterart der
dielektrischen Schäden ist die Multiphotonenionisation. Dabei nehmen die Elektronen im
Valenzband die Energie und den Vektor des Photons auf und es kommt zur Bildung freier
Ladungsträger, gefolgt von Absorption des, durch den Laserpuls generierten, Plasmas. Es
kommt zur Überhitzung und Ionisierung des Materials. Bei längeren Pulsen spielen
Multiphotonenprozesse eine geringere Rolle, da sie meist bei Femtosekundenpulsen
auftreten.
Bei
nichtlinearen
optischen
Materialien,
wie
zum
Beispiel
KDP
(Kaliumdihydrogenphosphat) oder KTP (Kaliumtitanylphosphat) kommt es hauptsächlich
bei einzelnen Laserpulsen zur Zerstörung der Oberflächen. Das Hauptanwendungsgebiet
dieser Kristalle besteht in der Frequenzverdoppelung von Lasern. Die dabei auftretende
Zerstörung kann neben den thermischen Prozessen im Kristall, auch zu einem
beachtlichen Teil der Multiphotonenionisation zugeschrieben werden. Bei anderen
nichtlinearen Kristallen wie GaAs (Galliumarsenid) sind hauptsächlich die thermischen
Effekte alleine für Schäden verantwortlich. [1,22,23]
2.6.3.
optische Filme
Optische Filme werden in verschiedensten optischen Systemen verwendet und haben
unterschiedliche Funktionen. Sie sind beispielsweise notwendig, damit nur eine Strahlung
bestimmter Wellenlänge reflektiert oder transmittiert wird. Wie schon erwähnt, treten die
laser-induzierten Schäden meistens an den Oberflächen der Kristalle auf und limitieren
somit die Eingangs- bzw. Pumpleistung. Eine daraus resultierende Anwendung ist die
Seite 24
Minimierung optischer Reflektionsverluste, die vor allem bei Hochleistungslasern sehr
wichtig ist. Außerdem können optische Beschichtungen zur Steigerung der LIDT
verwendet werden. [24,25]
2.6.4.
LIDT & optische Filme
Das Problem von Verunreinigungen und Störstellen bzw. Schäden in optischen
Materialien, wie beispielsweise optischen Schutzfilmen, ist, dass sich ein größerer
Absorptionskoeffizient
für
das
Material
ergibt
und
durch
diese
Materialfehler
photothermische3 Signale entstehen, durch welche das Material thermisch zusätzlich
belastet wird. Da die LIDT und der Absorptionskoeffizient indirekt proportional zueinander
sind, wird die LIDT des optischen Materials durch diese Materialfehler gesenkt!
Weist ein optischer Film eine große Anzahl an Verunreinigungen auf, so wird die Energie
der auftreffenden Photonen vom Film gut absorbiert und es treten starke laser-induzierte
Störungen auf. Für die Bestrahlung mit großen Leistungen sollten daher sehr reine
Materialien mit niedrigen Absorptionskoeffizienten verwendet werden.
Laserstrahlen
beeinflussen sowohl die elektrische Feldintensität, wie auch die Verteilung des
Temperaturfeldes! Es wird angenommen, dass die Beschädigung von optischen Filmen
aus einer Kombination von thermischer Absorption und Effekten des Temperaturfeldes
herrühren. Diese Kombination wird Wärmebelastungskopplung genannt. Sie besteht im
Allgemeinen aus drei Zuständen: phototermische Absorption, Kraft-Wärme Kopplung
(termisch-mechanisch) und die mechanischen Auswirkungen. [6,25]
2.6.4.1.
Erhöhung der LIDT von optischen Filmen
Die LIDT von hoch reflektierenden optischen Filmen kann stark erhöht werden, wenn eine
Schicht eines dielektrischen Materials, welches widerstandsfähig gegen Laserstrahlung ist
und einen niedrigen Brechungsindex besitzt, auf der Oberfläche des Films aufgebracht
wird. Diese Art von Schutzbeschichtung ist eine der effektivsten Art die LIDT zu steigern.
Wird ein optischer Film, der beispielsweise einen Spiegel antireflektiv für eine bestimmte
Wellenlänge macht, mit einer Schutzschicht überzogen, so ergibt sich für die LIDT bei
einer Laserstrahlung von 1064nm eine Steigerung von über 50 %. Bei der Beschichtung
3
Beim Phototermischen Effekt werden Elektronen durch Photonen in einen höheren energetischen Zustand versetzt. Dadurch wird
thermische Energie erzeugt.
Seite 25
handelte es sich dabei um einen SiO2 Film. [26]
Abbildung 14: Schaden bei der nicht beschichteten Probe
[23]
Abbildung 15: Schaden bei der beschichteten Probe [23]
Vergleicht man zwei Proben (Es handelt sich dabei um hoch reflektive Filme mit und ohne
Schutzbeschichtung) und bestrahlt diese mit einer Wellenlänge von 355nm so ergibt sich,
dass bei der Probe ohne Schutzmantel die beschädigte Zone komplett geschmolzen
wurde, während bei dem beschichteten Film lediglich ein ringförmiger Schaden
aufgetreten ist. Dies kann Anhand von Abbildung 14 und Abbildung 15 nachvollzogen
werden. Weiters wurde gezeigt, dass sich weder die Reflektivität, noch die elektrische
Feldstärkeverteilung auf Grund der Verwendung einer Schutzbeschichtung ändert. Zu
beachten ist, dass die höchste elektrische Feldstärke bei beschichteten Filmen in der
Schutzbeschichtung auftritt. [26,6,8]
2.6.4.2.
Schadensarten bei optischen Filmen
Auch bei optischen Beschichtungen kann es zu dielektrischen, thermischen oder
mechanischen Schäden kommen. Bei den thermischen Schäden muss grundsätzlich
zwischen
thermischer
Abtragung
(=
Ablation)
und
thermischer
Zerlegung
(=
Dekomposition) unterschieden werden. Bei der thermischen Ablation kommt es zur
Abtragung von Material an der Oberfläche des Objektes, während bei der Dekomposition
eine chemische Reaktion stattfindet, bei der durch Erwärmung eine Substanz in zwei oder
mehrere Teile aufgespalten wird. Mechanische Schäden entstehen entweder durch
mechanische oder thermische Kräfte, die auf das optische Material wirken.
Seite 26
Kommt es zum dielektrischen Zusammenbruch, so können bei der Schadensmorphologie
Symmetrien erkannt werden. Handelt es sich hingegen um thermische Schäden, können
kaum Symmetrien erkannt werden. Jedoch ist der beschädigte Bereich häufig von einem
Kreisring umrandet und daher nur lokal angesiedelt. Im Vergleich dazu sind mechanische
Beschädigungen (Risse, Splitterung, …) meist nicht lokal begrenzt.
Bei Lasersystemen mit sehr kurzen Pulsdauern (τ < 10ps) erfolgt der optische
Zusammenbruch bzw. die Beschädigung meistens nicht nur durch thermische Effekte
sondern
durch
verschiedenste
nichtlineare
Ionisationseffekte
(wie
z.B.:
Multiphotonprozesse, Tunneln). Für Systeme mit Pulsweiten im Nanosekundenbereich
dominieren (in der Regel) die thermischen Effekte die Schadensursache. [21,24,27,28]
2.7.
Das Element Chrom als Q-switch
Chrom Cr4+ gehört zu der Familie der Übergangsmetalle, die im Periodensystem der
Gruppen 3-12 zugeordnet sind und hat ein 3d – Valenz Elektronen Level. Das heißt es ist
ein D-Block Element und hat sowohl s-Elektronen (äußerste Schale), als auch dElektronen (zweite Schale) als Valenz-Elektronen zur Verfügung. Chrom hat die
Elektronenkonfiguration 3d 5 4s1 , was bedeutet das 5 Elektronen in der 3d Schale sind
und 1 Elektron in der 4s Schale. Dadurch hat Chrom ein hohes Energiepotential.
2.7.1.
Cr4+ Laser
In der Lasertechnik wird speziell vierfach dotiertes Chrom (Cr4+) für zahlreiche
Applikationen, wie Q-Switching oder Laserkristalle verwendet. Durch die besonderen
Eigenschaften die Chrom dotierte Kristalle haben, können sie sowohl als sättigbarer
Absorber für Nd:YAG Laser, als auch als einstellbarer Infrarot Laser mit der Spektralbreite
von 1,3μm – 1,6μm verwendet werden. Verschiedene Typen von Cr 4+ dotierten Granaten
erweitern die Spektralbreite der Emissionswellenlänge von, auf Chrom basierenden,
Lasern auf 1200nm – 1850nm. Die Reichweite der breitbandigen Emission von
Übergangsmetallen ist abhängig von der speziellen Struktur der Elektronen Level, im
Speziellen vom Aufbau des d-Orbitals (zweite Schale).
Seite 27
Chrom dotierte Kristalllaser werden hauptsächlich in zwei verschiedenen Betriebsarten
verwendet.
•
Gepulster oder CW (continious wave) Betrieb
•
Mode-locked ultrafast Laser
Die gepulste Betriebsart ist die am häufigsten angewendete Betriebsart mit Cr4+ dotierten
Kristallen und wird speziell für chemische Untersuchungen und Diagnostik in der
Spektralbreite von 1,1 – 1,55μm benötigt. Die Pionierarbeit mit speziellen Chrom Lasern
Cr : Mg 2 SiO 4
wurde in den Jahren 1988-1993 geleistet, wobei am Anfang vor allem mit
Lasern und erst später mit Cr :YAG und
Cr :Y 2 SiO 5 Lasern geforscht wurde.
Als Linearer Resonator werden mit Cr4+ dotierte Forsterite ( Mg 2 SiO 4 ) oder Granate
verwendet. Die nachfolgende Tabelle zählt einige optisch und thermisch für die
Lasertechnik wichtige Unterschiede zwischen Forsterite und
YAG (Yttrium-Aluminum-
Granat) auf.
Forsterite Cr : Mg 2 SiO 4
Eigenschaften
YAG Y 3 Al 5 O12
Cr4+ Ionendichte (cm-3)
≈ 3−6⋅10
Dichte (g/cm3)
3,22
4,56
Schmelzpunkt (°C)
1890
1970
Härtewert
7
8,5
Brechungsindex
1,64
1,82
therm. Ausdehnungskoeff. α
9,5⋅10
therm. Leitfähigkeit (W/mK) bei 300K
5−8
11−13
Spektralbreite (μm)
1,1−1,35
1,35−1,55
Emissionsquerschnitt  em
(cm2)
18
−6
1,44⋅10
−19
≈ 1⋅10
8⋅10
18
−6
−19
3,3⋅10
Strahlungslebensdauer r (μs)
25
25,4−30,6
Lebensdauer  bei 300K (μs)
2,7
4,1
Verlustkoeffizient (cm-1)
0,02
0,02
Der erste Cr4+ Forsterit Laser wurde mit Hilfe eines Nd:YAG (532nm) mit Q-Switch im
gepulsten Betrieb bei Raumtemperatur getestet. Dieser einfache
Laser hatte eine
Emissionsspitze bei 1235nm, 22 – 27nm Bandbreite und einen Wirkungsgrad von 1,4%.
Mit verschiedensten Optimierungen wie zum Beispiel bessere Fokussierung, anderen
Seite 28
Materialien
oder
3-Spiegel
gefaltete
Resonatoren
konnten
in
weiterer
Folge
Wirkungsgrade bis zu 50% erzielt werden.
Eine der bedeutendsten Eigenschaften von Chrom dotierten Kristallen ist die Fähigkeit
Femtosekunden-Laser nahe den Infrarotbereich realisieren zu können. Diese Laser
werden zum Beispiel in der Industrie (Bohren, Schneiden), bei der mikroskopischen
Bildgebung von Oberflächen oder bei Biomedizinischen Applikationen verwendet.
2.7.2.
Cr4+ Q-Switch
Ein sättigbarer Absorber ist ein Material mit niedriger Sättigungsintensität, welches bei der
Laserwellenlänge absorbiert. Ein sättigbarer Absorber absorbiert sowohl im Grundzustand
als auch im angeregten Zustand die auf ihn einwirkende Strahlung. Um jedoch als
passiver Q-Switch verwendet werden zu können, muss die Absorption bei der
Laserwellenlänge im Grundzustand sehr groß, beziehungsweise die Absorption im
angeregten Zustand vernachlässigbar klein sein. Wenn das der Fall ist, hat das Material
eine niedrige Sättigungsintensität und eine hohe Lebensdauer im angeregten Zustand. Ein
solcher Absorber kann organisch oder nicht-organisch sein. Chrom dotierte Kristalle sind
nicht-organische Absorber die häufig als Q-Switch bei 1.6μm Emission von Nd:YAG
Lasern verwendet werden. Der CR:YAG hat sehr gute photophysikalische, thermische,
mechanische und chemische Eigenschaften, die dieses Material zu einem sehr
zuverlässigen und langlebigen sättigbarer Absorben macht.
Der Vorteil von Cr4+ dotierten Kristallen ist der relativ große Absorptionsquerschnitt und
die niedrige Sättigung bei 1064nm. Das macht Chrom sehr attraktiv für passive QSwitches von Nd-basierenden Lasern wie zum Beispiel den Nd:YAG.
Chrom dotierte Granate wie YAG oder YSAG (Ytterbium-Scandium-Aluminium-Granat)
haben drei Hauptbänder für angeregte Zustände. Das erste Band hat die Spitze bei
750nm, das zweite Band ist in der Spektralweite von 600-900nm und das dritte Band bei
1200-1700nm. Mit anderen Chrom Verbindungen wie GGG (Gadolinium-Galium-Granat) ,
YSGG (Yttrium-Scandium-Galium-Granat) oder LuAG (Luthetium-Aluminium-Granat)
können weitere Wellenlängen abgedeckt werden. Somit ist Chrom eines der vielseitigsten
Materialien für passive Q-Switches.
Seite 29
2.7.3.
Gepumpte passive Q-Switch Cr4+ Laser
Vielseitig werden Cr4+ dotierte Kristalle, wie Cr4+:YAG zusätzlich mit Mg2+ oder Ca2+ für den
Ladungsausgleich dotiert. Zurzeit wird dies vor allem in passiven Q-Switch Lasern, wie
Nd:YAG, Yb:YAG, Nd:YVO4, oder Mikrolasern verwendet. Es gibt mehrere Gründe warum
Chrom für diese Applikationen gut geeignet ist.
•
Lebensdauer im ersten Energiezustand ist relativ hoch und erlaubt somit
Energiespeicherung
•
Die Sättigungs-Fluenz4 der meistend Chrom dotierten Kristalle ist gering
•
Cr4+ dotierte Kristalle (vorallem Granate) haben gute thermische, optische und
mechanische
Eigenschaften,
wodurch
hohe
Spitzenenergien
und
schnelle
Pulsraten erzielt werden
•
Vorteile gegenüber aktiven Q-Switch: Bauteile sind sehr kompakt, relativ billig,
einfach, robust, leicht abzustimmen, arbeiten einfach und benötigen keine externe
Energiequelle
•
Leichte Fertigung von Elektro-Optischen Bauteilen [29-32]
4 Fluenz: Anzahl der aufgetroffenen Teilchen pro Fläche
Seite 30
3.
Experimente im QCW-Betrieb
Bevor auf die einzelnen Experimente eingegangen wird, werden die verwendeten Geräte
kurz erklärt.
3.1.
Verwendete Messgeräte
Es wurde ein diodengepumpter Festkörperlaser für alle Experimente verwendet. Die
verwendete Pumpdiode benötigt einen Diodentreiber (siehe Abbildung 16), welcher mit
einer Gleichspannungsquelle (Voltcraft PS 2403 Pro) und einem Funktionsgenerator
(Thurlby Thandav Instruments DTI-TGP 110 10MHz) gespeist wurde. Auf Grund des
hohen Stromes, der zum Betreiben der Pumpdiode notwendig ist, musste die Pumpdiode
mittels TermoTek AG Laserkühlung gekühlt werden.
Zur Kontrolle des Eingangssignals wurde ein Oszilloskop des Typs LeCroy LC 564 DL
verwendet.
Abbildung 16: Laserdiode: 1-Kontrollelement, 2-Diodentreiber, 3-Laserdiode
Für die Leistungsmessung wurde ein Messgerät mit Strahlungsdetektor der Marke OPHIR
Laser Measurement Group-Nova II herangezogen (Abbildung 17).
Seite 31
Abbildung 17: Leistungsmessgerät mit Messkopf
3.2.
Verwendete optische Elemente
Vor der Verwendung sämtlicher optischer Elemente, wurden diese mit Aceton und mit
Druckluft gesäubert.
Einkoppellinse:
Als Einkoppellinse wurde eine Linse des Typs C 240 TME – B (numerische Apertur NA5 =
0.50) verwendet. Diese hatte eine effektive Fokuslänge von 8mm und war im Bereich von
600-1050nm Anti-Reflektiv beschichtet.
Spiegel:
Für den Grundaufbau und die meisten Messungen wurde ein Spiegel mit einer Reflektivität
von 70% verwendet.
Kristalle:
Es wurden drei Kristalle (Nd:YAG – Neodym dotiertes Yttrium-Aluminium-Granat, Nd:YVO 4
– Neodym dotiertes Yttrium-Vanadat und Nd:GdVO4 – Neodym dotiertes GadoliniumVanadat) verwendet, die für den QCW-Betrieb (quasi-continous-wave) bzw. Impulsbetrieb
in Frage kommen. Diese hatten die Form eines Stabes mit rechteckiger oder runder
Querschnittsfläche.
Filter:
Es wurden drei verschiedene Filter verwendet. NE03B-B, NE10B-B und NE20B-B, wobei
5 Die numerische Apertur ist ein Maß für die Lichtstärke eines optischen Elements. Bei Laseroptiken zur
Fokussierung beschreibt sie den minimalen Fokusdurchmesser und den Arbeitsabstand
Seite 32
03 für die optische Dichte von 0.3, 10 für 1.0 und 20 für 2.0 steht. Die optische Dichte ist
ein Maß für die Abschwächung des Lichtes, durch einen optischen Filter. Die Umrechnung
zwischen optischer Dichte und Transmittivität erfolgt mittels folgender Formel:
D =−log 
(24)
Wie in der Formel ersichtlich ist, hängen die optische Dichte D und die Transmittivität 
von der Wellenlänge ab. Auf Grund der mitgelieferten Tabellen konnte ermittelt werden,
dass die angegebene optische Dichte bei einer charakteristischen Wellenlänge verwendet
wurden. Die errechneten Transmittivitäten betrugen: 50.12%, 10.00% und 1.00%.
3.3.
Grundlegendes für den Messaufbau
Zu aller erst wurde ein Dreiachsentisch, der für die dreidimensionale Ausrichtung des
Cagesystems verantwortlich war, auf der Laborplatte befestigt. Ein Cagesystem, besteht
aus vier parallel geführten Metallstäben, welche durch zwei Endstücke, verbunden
wurden. Der Vorteil dieses Cagesystems ist, dass man die in ihm integrierten optische
Elemente gemeinsam zentrieren kann. Sie liegen also direkt auf einer Achse. Der Nachteil
eines solchen Systems liegt in der schweren Zugänglichkeit bzgl. Veränderungen und
Variationen der befestigten Teile.
Die Pumpdiode wurde in allen Experimenten über einen Laserdiodentreiber mit Hilfe eines
Netzteils mit rund 24V Spannung versorgt. Die Ausgänge des Netzteils wurden parallel
geschaltet um eine Summation der maximalen Ausgangsstromstärken von 3A auf 6A zu
ermöglichen.
Abbildung 18: Beschaltung des Diodentreibers
Seite 33
In Abbildung 18 kann man die Beschaltung der einzelnen Geräte erkennen. Die
Laserpulse der Pumpquelle wurden mit Hilfe des Pulsgenerators eingestellt. Bei den
Experimenten wurde immer ein rechteckförmiger Puls mit einer Länge von 300µm und
einer Periodendauer von 100ms – was folglich einer Repetitionsfrequenz von 10Hz
entspricht – in die Pumpquelle eingespeist.
Abbildung 19: Halterungselement: 1-Kristallhalterung,
2-zweidimensional verstellbare Halterung, 3-Ständer mit Fuß
Die, für den optischen Aufbau, hauptsächlich verwendeten Komponenten wurden bei der
Firma Thorlabs bestellt. Das Fundament des gesamten Aufbaus war eine Laborplatte, auf
derer die einzelnen Halterungen mittels Ständern und Basisfüßen verschiedenster Größe
bzw. mittels eines Cagesystems montiert werden konnten. Zur Veranschaulichung ist eine
Halterung (für einen zylindrischen Kristall) inklusive Fuß und Ständer und ein Cagesystem
in Abbildung 19 bzw. Abbildung 20 dargestellt.
Auf Grund der zuvor erwähnten Vorteile eines Cagesystems wurde die Pumpfaser im
Cagesystem und der Einkoppelspiegel am Ende des Cages montiert. Damit der Abstand
zwischen Einkoppelspiegel und Pumpfaser variiert werden kann, wurde ein Schiebeelment
in das Cagessystem eingebracht und darauf die Pumpfaser fixiert. Der eben beschriebene
Aufbau ist in Abbildung 20 dargestellt.
Seite 34
Abbildung 20: Dreiachsentisch & Cagesystem: 1-Cagesystem, 2Verschiebeelement, 3-Einkoppellinse, 4-Dreiachsentisch, 5-Laborplatte
Die nachfolgenden Elemente wurden entweder direkt an der Laborplatte befestigt oder auf
einer Schiene montiert. Durch spezielle Füße, die auf der Schiene angebracht werden
konnten, war es möglich die Abstände zwischen den einzelnen Komponenten zu
verändern.
3.3.1.
Justierung des Messaufbaues
Anschließend an den prinzipiellen Versuchsaufbau musste die Justierung der einzelnen
Elemente durchgeführt werden. Einerseits mussten alle Komponenten entlang einer
horizontalen
Achse
(Ausbreitungsrichtung
der
Strahlung)
zentriert
werden
und
andererseits mussten die Neigungen bzgl. der horizontalen Achse, welche normal auf die
Ausbreitungsrichtung steht und die Neigung bzgl. der vertikalen Achse minimiert werden.
Für die Zentrierung entlang der Ausbreitungsachse wurden die optischen Komponenten
aus dem Aufbau temporär entfernt. Es wurde am Ende des Versuchsaufbaus ein
Laserpointer auf einem Stativ fixiert. Nun konnte die Zentrierung der einzelnen Bauteile
entlang der Mittelpunktsachse zwischen Laserpointer und Pumpfaser vorgenommen
werden.
Seite 35
Danach erfolgte die Justierung der Neigung der einzelnen optischen Elemente. Zu diesem
Zweck wurde vor dem Laserpointer eine eigens dafür angefertigte Justiereinrichtung
verwendet. Diese besteht aus einer Justierscheibe durch deren Mittelpunkt der Strahl des
Laserpointers verlaufen kann und einer Halterung. Anhand der Reflektionen durch den
Kristall und den Spiegel erhielt man zwei Reflektionspunkte des Laserstrahls auf der
Pappwand mit Zielscheibe. Mittels der beiden Stellschrauben auf den Fassungen konnten
diese Reflektionspunkte auf den Mittelpunkt der Scheibe justiert werden.
3.4.
Die
Messung der Pumpdiodenleistung
nachfolgenden
Messungen
geben
den
Verlauf
der
Pumpdiodenleistung
in
Abhängigkeit verschiedener Parameter an.
3.4.1.
Pumpdiodenleistung vs. Diodenstroms
Bei diesem Experiment sollte die Abhängigkeit der Ausgangsleistung der Pumpdiode vom
Diodenstrom ermittelt werden.
3.4.1.1.
Messaufbau
Der Messaufbau zur Bestimmung der Leistung der Pumpquelle in Abhängigkeit des
Diodenstroms ist im Grunde nur eine Messung der direkten Ausgangsleistung der
Pumpdiode. Die von der Pumpquelle ausgehende optische Faser, mit welcher der Laser
gepumpt wurde, haben wir in dem Versuch in einer Halterung eingespannt und die
Ausgangsleistung des Pumplasers gemessen. Der Messfühler wurde so ausgerichtet,
dass das Ausgangselement der Pumpfaser direkt in den Messfühler mündet. Der Aufbau
wird in Abbildung 21 gezeigt.
Abbildung 21: Versuchsanordnung: 1-Pumpfaser; 2-Messfühler
Seite 36
3.4.1.2.
Ergebnisse
Nach einigen Testreihen und Probeläufen wurde die Messung der Ausgangsleistung bei
unterschiedlichen Diodenströmen durchgeführt. Die Diodenstromlevels wurden manuell
am Laserdiodentreiber geregelt. Begonnen wurde mit einer Messung bei 0A. Dabei
wurden die Werte der minimalen und maximalen Leistung Pmin, Pmax in 5A-Schritten bis zu
35A abgegriffen und daraus auch die durchschnittliche Leistung
P
berechnet. Nach
dieser Messung konnte gefolgert werden, dass der Laser zwischen 5A und 10A
anzuschwingen beginnt (Inversion entsteht) und deswegen die Laserleistung in diesem
Bereich ansteigt. Um die Stromstärke, bei der der Oszillator anschwingt, möglichst genau
zu ermitteln, wurden zusätzlich noch genauere Leistungswerte von 6A bis 8A in 500mASchritten gemessen.
PPUMP
140
130
120
110
Pumpleistung [W]
100
90
80
70
60
50
40
30
20
10
0
-10
0
5
10
15
20
25
30
35
Diodenstrom [A]
Abbildung 22: Pumpleistung über den Diodenstrom
Die daraus resultierende Kennlinie der Pumpleistung in Abhängigkeit des Diodenstroms ist
in Abbildung 22 ersichtlich. Der Schwellwert ist dadurch gegeben, dass die Pumpdiode
unter diesem Wert nicht den, für einen Betrieb notwendigen, Stromwert erreicht und
deshalb die Ausgangsleistung auf rund 0 Watt kommt. Während des Experiments blieb der
Spannungswert des Netzteil konstant bei 23,8V. Der angezeigte Versorgungsstrom lag bei
0,34A zu Beginn der Messung als der Diodenstrom 0A betrug. Der Versorgungsstrom
stieg mit Erhöhung des Diodenstrom an. Der Endwert bei 35A Diodenstrom lag bei 0,69A
Seite 37
Versorgungsstrom. Eine weitere Aufgabe war die optische Leistung Popt in Abhängigkeit
der
elektrischen Leistung
Pel darzustellen. Dazu wurde
durchschnittliche Laserleistung
die zuvor
berechnete
P über die elektrische Leistung, sprich
P el =U q⋅I q
(25)
wobei Uq der Spannungswert des Netzteils ist und Iq der Versorgungsstrom des Netzteils
ist, aufgetragen. Die daraus resultierende Kennlinie sieht man in Abbildung 23.
Pav
0.40
0.35
0.30
optische Leistung
[W]
0.25
0.20
0.15
0.10
0.05
0.00
8
10
12
14
16
18
elektrische Leistung
[W]
Abbildung 23: optische Leistung über elektrische Leistung
Es ist deutlich erkennbar, dass die optische Leistung erst ab einem bestimmten Wert der
elektrischen Leistung ansteigt. Des weiteren lässt sich auch der Wirkungsgrad über die
elektrische Leistung bestimmt (Abbildung 24). Der Wirkungsgrad η des Systems wird aus
η=
P opt
P el
(26)
berechnet, da der Wirkungsgrad immer Nutzleistung dividiert durch zugeführter Leistung
entspricht.
Seite 38
Wirkung
0.025
Wirkungsgrad
0.020
0.015
0.010
0.005
0.000
10
15
elektrische Leistung [W]
Abbildung 24: Wirkungsgrad über elektrische Leistung
3.4.2.
Pumpdiodenleistung vs. Abstand zwischen Pumpfaser
und Einkoppellinse
Bei diesem Experiment sollte die Ausgangsleistung der Pumpdiode in Abhängigkeit des
Abstands zwischen Pumpfaser und Einkoppeloptik ermittelt werden.
3.4.2.1.
Messaufbau
Die Versuchsanordnung zur Bestimmung der Pumpdiodenleistung in Abhängigkeit des
Abstands zwischen Pumpfaser und Einkoppellinse ist auf einem Dreiachsentisch
aufgebaut. Der Dreiachsentisch ist auf einer Montageplatte montiert. Für den
Versuchsaufbau wurde, wie schon erwähnt, ein Cagesystem verwendet, im welchem sich
zwei Halterungen für optische Elemente und ein Verschiebungs-/Justierelement, welches
zur Einstellung des optimalen Abstandes zwischen Pumpfaser und Einkoppellinse
verwendet wurde, befinden. Das Verschiebungselement kann durch eine Justierschraube
(Achtung kein metrisches Einheitssystem des Abstands!) zwischen den beiden
Halterungen bewegt werden. Der Dreiachsentisch wird mittels M6 Schrauben auf dem
Labortisch fixiert, jedoch verwendet man an der Montageplatte für diverse Elemente M3
Schrauben. In einer der beiden Halterungen wird eine Einkoppellinse befestigt, die den
Pumplaser aus der Faser bündelt und ohne große Verluste in das aktive Medium führt. An
dem Verschiebungselement wird die Pumpfaser angebracht. Ihr Abstand ist somit,
bezogen auf die Einkoppellinse, veränderbar. Die Pumpfaser ist aufgrund der
Seite 39
Passgenauigkeit der einzelnen Teile bereits optimal auf das Zentrum der Einkoppeloptik
ausgerichtet. Der Ausbau ist in Abbildung 25 dargestellt.
Abbildung 25: Versuchsanordnung: 1-Pumpfaser; 2-Halterungen mit
Einkoppellinse (bei Ausgangshalterung); 3-Verschiebungselement mit
befestigtem Pumpfaserausgang; 4-Dreiachsentisch; 5-Messfühler
Man muss jedoch vorsichtig sein, dass die Pumpfaser nicht an der Einkoppellinse ansteht,
da es sonst zu Beschädigungen der Linse kommen kann. Im Normalfall sollte es jedoch,
wegen einer Toleranz von 5,83mm, für die Pumpfaser unmöglich sein die Linse zu
berühren. Der Messfühler wurde so nah wie möglich an der Einkoppellinse platziert um
optimale Einkoppeleistungswerte zu erhalten. Die Einstellungen an der Pumpquelle, dem
Netzteil und am Pulsgenerator wurden im Vergleich zum vorhergehenden Experiment
nicht verändert.
3.4.2.2.
Ergebnisse
Bei diesem Aufbau ging es darum, herauszufinden bei welchem Abstand d zwischen
Pumpfaserausgang und Einkopplungslinse die Ausgangsleistung maximal wird. Der
Diodenstrom wurde auf 20A gesetzt. Die daraus resultierende Versorgungsspannung Uq
betrug konstant 24V und der Versorgungsstrom Iq betrug 0,48A. Um nun den optimalen
Abstand zu finden wurde, wie im Punkt „Messaufbau“ erwähnt, die Pumpfaser an ein
Verschiebungselement befestigt. Da die Justierskala nicht im metrischen System
angegeben
war,
wurden
die
Abstände
mittels
Seite 40
Schiebeleere
vermessen.
Eine
Abstandseinheit entsprach ca. 0,625mm. Durch Drehen an der Justierschraube konnte
man die Pumpfaser im Cage-System näher oder weiter von der Einkoppellinse
wegbewegen. Vom nähesten Punkt an der Einkoppeloptik wurde die Pumpfaser in
0,625mm-Schritten weg bewegt und bei jedem Schritt die Einkoppelleistung festgehalten.
Das Maximum der Ausgangsleistung wurde, wie zuvor angenommen, bei 0mm, zuzüglich
5,83mm Toleranz (Minimaler Abstand zw. Pumpfaserausgang und Linse) gefunden. Je
näher die Pumpfaser der Einkoppeloptik ist, desto weniger Verluste gibt es. Das bei einem
Abstand von insgesamt 5,83mm zwischen Pumpfaserausgang und Einkoppellinse
gefundene Leistungsmaximum betrug 168mW. Die Ergebnisse sind in Abbildung 26
graphisch dargestellt. Der Grund für eine Einkoppeloptik wird in Abbildung 27 dargestellt.
In einem System ohne Einkoppeloptik wird der Pumplaser nicht ideal in das aktive Medium
geführt und es kommt zu einer Verlustleistung. Wird jedoch ein System mit mit
Einkoppellinse verwendet, so wird der Strahl in den Kristall gebündelt und die
Verlustleistung wird minimiert.
PEinkoppel
0.170
0.165
Einkoppelleistung [W]
0.160
0.155
0.150
0.145
0.140
0.135
0.130
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
Linsenabstand [mm]
Abbildung 26: Einkoppelleistung über den Abstand zwischen Abbildung 27: Darstellung der Einkoppeloptik. a) Ohne
Linse; b) mit Linse
Linse und Pumpfaser
Seite 41
3.5.
Messung der Ausgangsleistung
Die nachfolgenden Messungen geben den Verlauf der Ausgangsleistung in Abhängigkeit
verschiedener Parameter an.
3.5.1.
Ausgangsleistung vs. Diodenstroms
Bei diesem Experiment sollte die Abhängigkeit der Ausgangsleistung vom Diodenstrom
ermittelt werden.
3.5.1.1.
Messaufbau
Der Aufbau dieser Messung setzt die Durchführung der Messungen im Unterkapitel 3.4
voraus. Mittels dieser Messungen stellt man die Pumpleistung, den Wirkungsgrad, sowie
optische- und elektrische Leistung des Lasersystems fest. Außerdem wurde der ideale
Abstand der Einkoppeloptik festgestellt. In diesem Teil geht es um die Einstellung des
Kristalls bezüglich der Einkoppellinse und in weiterer Folge des Spiegels bezüglich des
Kristalls. Zuerst ist es wichtig, dass das Cage-System mit Pumpfaser, Einkoppellinse, etc
mit der Halterung des aktiven Mediums sowie der Fassung des Spiegels um eine Achse
zentriert wird. Diese speziellen Halterungen sind von der Firma Thorlabs und werden dort
unter der Bezeichnung „Kinematic Mount with Vertical Drives“ angeführt. Durch zwei
Justierschrauben an der Oberseite, kann man das in der Halterung verbaute optische
Element vertikal oder horizontal kippen. Bevor das aktive Medium und der Spiegel in die
beiden
bereitgestellten
Fassungen
eingesetzt
wurden,
mussten
die
Fassungen
ausgerichtet werden. Die Ausrichtung der einzelnen Elemente erfolgte, wie schon erwähnt,
mit einem Laserpointer in einer speziellen Fassung am Ende das Systems. An Hand des
Laserstrahls wurde jedes Element so ausgerichtet, dass der „Laserpunkt“ genau in dessen
Zentrum lag. Zu diesem Zweck musste der Dreiachsentisch ausgerichtet werden, um den
Laserstrahl direkt im Zentrum der Einkoppellinse des Cage-Systems zu zentrieren. Mit
Hilfe eines Streifens Isolierband wurde das vordere Fassungselement des Cages
überdeckt (Achtung nicht die Linse berühren!) um sehen zu können wo der Laser auftrifft.
Als nächstes muss ein rundes Stück Metall, die Kristallhalterung, in die für das aktive
Medium vorgesehene Halterung eingesetzt (siehe Abbildung 19) und hier ebenfalls nach
dem Zentrum ausgerichtet werden. Die Ausrichtung der Halterung für den Spiegel erfolgt
Seite 42
analog wie für das aktive Medium. Beide Halterungen sind an einer Schiene auf der
Laborplatte horizontal verstellbar. Zusätzlich wurde in einem weiteren, entlang der Achse
liegenden, Fassungselement eine Fokussierungsiris eingebaut durch die man den
Laserstrahl zur Ausrichtung fokussieren und genauer einstellen konnte. Nachdem die
Elemente mit Hilfe des Laserstrahls ausgerichtet wurden, konnte in die erste Halterung
das aktive Medium, Nd:YAG (Kristalltechnologie, Andreas Maier GMBH), eingesetzt
werden. Das Einbauen des Nd:YAG-Kristalls kann nur über eine spezielle Halterung
erfolgen da der Kristall sehr klein (Ø4 x8mm) ist. Danach wurde der Spiegel (LASER
COMPONENTS GMBH) mit einer Reflektivität R von 70% direkt in die zweite Halterung
eingebaut. Wichtig ist dabei, dass der Spiegel zuerst mit Aceton gereinigt wird und, wie
der Kristall, nur mit Handschuhen angefasst werden sollte, da es sonst zu
Verunreinigungen und in Folge zu Beschädigungen des Systems kommen könnte. Ein
weiterer wichtiger Punkt ist die Wahl des Abstandes zwischen den Elementen
Einkoppeloptik, Kristall und Spiegel. Der optimale Abstand zwischen diesen Elementen
kann bestimmt werden, indem man das Lasersystem aktiviert und das Messinstrument
hinter der Einkoppeloptik und dem Kristall platziert. Man verändert manuell den Abstand
zwischen diesen beiden Elementen, indem man die Halterung des Kristallelements
entlang der Führungsschiene verstellt und dabei die Ausgangsleistung beobachtet. Sobald
die Leistung maximal ist kann man das Halterungselement festschrauben. Das selbe
Verfahren wurde für die Ermittlung des Abstands zwischen Kristallelement und Spiegel
angewendet. Nach dem das System soweit optimiert wurde, wurde der Laserpointer
nochmals in Betrieb genommen um zu sehen, wohin die Reflektionen der einzelnen
optischen Teile fällt. Durch Drehen an der Vertikal- und Horizontalstellschraube des
Kristall- oder des Spiegelelements konnten die Reflektionen ins Zentrum der Zeilscheibe
verschoben werden. Sobald die Elemente eingerichtet waren, wurde zwischen der
Fokussierungsiris und der Halterung mit Spiegelelement der Leistungsmessfühler
eingesetzt. Die Messanordnung ist in Abbildung 28 dargestellt.
Seite 43
Abbildung 28: Versuchsanordnung: 1-Dreiachsentisch; 2-Cage-System/Einkoppeloptik; 3Kristall u. Fassung; 4-Halterung (Kristall); 5-Halterung(Spiegel); 6-Messfühler; 7-Filterrad
3.5.1.2.
Ergebnisse
Mittels diesem Aufbau sollte der Zusammenhang zwischen der Ausgangsleistungs und
dem Diodenstrom, für die grafische Darstellung, ermittelt werden. Dabei wurde der
Diodenstrom von 0A bis 35A mit einer Auflösung von 5A eingestellt und zu jedem
Stromwert die Leistung des Lasersystems (PLaser) gemessen. Das Besondere an dieser
Messung
war,
dass
bei
jedem
einzelnen
Stromwert
die
Horizontal-
und
Vertikalstellschrauben der Halterungselemente für Kristall und Spiegel neu auf das
maximale Leistungsniveau eingestellt werden musste. Dabei geht man so vor, dass man
zuerst die Horizontal- und Vertikalwinkel des aktiven Mediums verändert und dabei
versucht die Ausgangsleistung auf einen maximalen Wert zu bringen. Ist der Maximalwert
der Leistung beim aktiven Medium erreicht, werden Horizontal- und Vertikalwinkel des
Spiegels verändert und die Leistung maximiert. Wie schon erwähnt gibt es bei dem
Diodentreiber einen Schwellwert des Stroms unter dem die Leistung der Laserdiode gleich
Null ist. Sobald dieser Schwellwert passiert wurde, nimmt die Leistung konstant zu. Da
sich bei diesem Experiment eine Einkoppeloptik, sowie ein aktives Medium und ein
Spiegelelement im System befinden, liegt der Schwellstrom natürlich höher als bei einer
direkten Messung der Leistung der Pumpdiode. Man kann leicht feststellen, dass sich der
Schwellwert bei ca. 10A befindet muss und ab dieser Schwelle die Leistung wächst.
Die Ergebnisse sind in Abbildung 29 dargestellt.
Seite 44
PLASER
0.16
0.14
Laser Leistung [W]
0.12
0.10
0.08
0.06
0.04
0.02
0.00
-0.02
-5
0
5
10
15
20
25
30
35
40
Diodenstrom [A]
Abbildung 29: Laserleistung über den Diodenstrom
3.5.2.
Ausgangsleistung vs. Abstands zwischen Pumpfaser
und Einkoppellinse
Bei diesem Experiment sollte die Abhängigkeit der Ausgangsleistung vom Abstand
zwischen der Pumpfaser und der Einkoppelloptik ermittelt werden.
3.5.2.1.
Messaufbau
Der Messaufbau dieses Experiments entspricht im Großen und Ganzen dem des
Experiments im Kapitel 3.5.1. Die Justierung der einzelnen Elemente wurde wieder mittels
Laserpointer neu ausgerichtet. Auch die Reflektionen des Laserpointers wurden erneut
durch Verstellen der Winkel der Halterungen optimiert. Die Abstände der einzelnen
Elemente blieben gleich wie zuvor, ebenso die Einstellungen der Pumpdiode und des
Aufbaus. Siehe Abbildung 28.
3.5.2.2.
Ergebnisse bei 10A Diodenstrom
Die Hauptaufgabe bei dieser Messung bestand darin, die einzelnen Leistungsmaxima bei
unterschiedlichen
Diodenströmen
herauszufinden.
Dazu
wurde
der
Strom
des
Diodentreibers zuerst auf 10A, dann auf 20A und zum Schluss auf 30A gesetzt. Es wurde,
wie im Experiment des Kapitels 3.4.2 der Abstand zwischen Einkoppellinse und
Pumpfaserausgang schrittweise verändert. Mit Hilfe der Justierschraube am Cage-System
Seite 45
wurde der Abstand verändert und das System auf maximale Leistung optimiert. Eine
Markierung an der Justierschraube des Cage-Systems entspricht 0,625mm. In diesen
Abständen haben wir unsere Leistungsmessungen durchgeführt. Bei jeder einzelnen
Abstandsmarkierung wurde, der Optimierung wegen, eine leichte Justierung der Vertikalund Horizontalstellschrauben des aktiven Mediums und des Spiegels durchgeführt um das
Maximum an Leistung zu erreichen. Bei einem Diodenstrom von 10A ist die Leistung
relativ niedrig und nahe Null, dennoch erkennt man bei entsprechender Vergrößerung
gewisse Extremwerte (Abbildung 30). Der erste Extremwert der Kurve ist größer als das
Maximum im Bereich 10 bis 12 mm, bei dem das Maximum bei höheren Stromstärken
auftreten sollte. Dies könnte damit zusammenhängen, dass die Laserleistung bei einer
geringen Stromstärke von 10A nur in einem kleinen Abstand zwischen Pumpfaser und
Einkoppellinse maximal wird.
P10A
0.0030
Laser Leistung [W]
0.0025
0.0020
0.0015
0.0010
0.0005
0.0000
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
Abstand [mm]
Abbildung 30: Laserleistung bei 10A Diodenstrom über den Abstand
zwischen Pumpfaser und Einkopplungslinse
3.5.2.3.
Ergebnisse bei 20A Diodenstrom
Bei 20A Diodenstrom wurde ebenfalls, wie oben erwähnt, der Abstand zwischen
Einkoppellinse und Pumpfaserausgang verändert, wieder in Schritten von 0,625mm. Die
horizontalen und vertikalen Winkel der Elemente mussten ebenfalls geringfügig geändert
Seite 46
werden. Bei dieser Messung sind die Ergebnisse viel deutlicher zu erkennen. Die Leistung
hatte ihr Maximum bei einem Abstand von 10,205mm. Dies ist darauf zurückzuführen,
dass die Leistungsmessung nach dem Reflektionsspiegel erfolgt und durch die
Einstellungen des übrigen Lasersystems die Abstände zwischen Einkoppellinse und
Pumpfaser nicht mehr ideal sind. Der Sachverhalt ist in Abbildung 31 dargestellt.
P20A
Laser Leistung [W]
0.06
0.04
0.02
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
Abstand [mm]
Abbildung 31: Laserleistung bei 20A Diodenstrom über den Abstand
zwischen Pumpfaser und Einkopplungslinse
3.5.2.4.
Ergebnisse bei 30A Diodenstrom
Bei 30A Diodenstrom ist das gleiche Verhalten wie bei 20A und geringfügig auch bei 10A
erkennbar. Die Leistungskurve (Abbildung 32) verhält sich wie bei 20A, mit dem
Unterschied dass sich durch den höheren Diodenstrom auch eine höhere Laserleistung
einstellt. Das Maximum von 118,8mW wurde, wie bei 20A, bei einem Abstand von genau
10,205mm gefunden.
Seite 47
P30A
0.12
Laser Leistung [W]
0.10
0.08
0.06
0.04
5
6
7
8
9
10
11
12
13
14
15
16
17
Abstand [mm]
Abbildung 32: Laserleistung bei 30A Diodenstrom über den Abstand
zwischen Pumpfaser und Einkopplungslinse
3.5.3
Ausgangsleistung vs. Reflektivität des Auskoppelspiegels
Bei diesem Experiment sollte die Abhängigkeit der Ausgangsleistung von der Reflektivität
des Auskoppelspiegels ermittelt werden.
3.5.3.1.
Messaufbau
Der Messaufbau bei der Messung der Ausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität
des Auskoppelspiegels ist vom Prinzip her gleich dem Messaufbau bei dem Experiment im
Kapitel 3.5.1. Es wurden drei verschiedene Laserkristalle (Nd:YAG, Nd:YVO4, Nd:GdVO4)
für diese Messung verwendet. Um die besten Ergebnisse erhalten zu können, musste
nach jedem Tausch eines Kristalls wie in Kapitel 3.5.1. beschrieben, neu justiert werden.
Diese Justierung beinhaltet das Zentrieren der optischen Elemente mittels Laserpointer,
Iris und Zentrierscheibe, das Einstellen des Abstandes zwischen Einkoppeloptik,
Laserkristall und Auskoppelspiegel und die Nachjustierung mittels Vertikal- und
Horizontalschrauben auf den Fassungen. Der Abstand der Pumpfaser zur Einkoppellinse
wurde aus dem Experiment 3.4. übernommen. Der Diodenstrom wurde auf 20A
eingestellt.
Begonnen wurden mit dem Nd:YAG Laserkristall der schon bei den vorigen Messungen
verwendet wurde. Die Auskoppelspiegel wurden von 25% Reflektivität bis 75%
Seite 48
Reflektivität nacheinander eingebaut und die Ausgangsleistung hinter den Spiegeln
gemessen. Dabei muss darauf geachtet werden, dass die Spiegel immer mit Handschuhe
angefasst und zuvor mit Aceton gereinigt werden.
Nach Aufnahme der Werte von 25% - 75% Reflektivität, wurden die beiden anderen
Laserkristalle einzeln in den Messaufbau integriert und das selbe Experiment erneut
durchgeführt. Hierbei ist ebenfalls darauf zu achten, dass die Laserkristalle nicht ohne
Handschuhe angefasst werden, da sonst Verschmutzungen und in weiterer Folge
Beschädigungen auftreten könnten.
3.5.3.2.
Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:YAG als Laserkristall
Nach dem Einbau und Justieren der Messanordnung wurden Messungen mit den
verschiedenen Auskoppelspiegel von 25% - 75% Reflektivität durchgeführt. Im Diagramm
wurden die vom Hersteller angegebenen Reflektivitäten für die Messungen verwendet.
Zusätzlich wurden auch Werte der Reflektivität verwendet, welche das Institut gemessen
hat. In Abbildung 33 erkennt man einen näherungsweise linearen Anstieg zwischen
Reflektivität und Laserausgangsleistung. Man kann erkennen, dass der „tatsächliche“ Wert
der Reflektivität beziehungsweise der vom Institut gemessene Wert bei jedem
Auskoppelspiegel höher ist als der Hersteller angegeben hat. Dies ist auf Verschmutzung
und auch Abtragung zurückzuführen. Der Auskoppelspiegel mit 50% Reflektivität ist
vermutlich ein neuer Spiegel, oder ein kaum gebrauchter Spiegel, da die tatsächliche
Reflektivität, also die vom Institut gemessene Reflektivität, kaum vom Hersteller
angegebenen Wert abweicht.
Nd:YAG Laser sind die am weitest verbreiteten Laserkristalle und werden vor allem in
frequenzverdoppelten
und
Dauerstrichsystemen,
sowie
hochenergetischen,
gütegeschalteten Lasern eingesetzt. Der große Vorteil von Nd:YAG gegenüber Nd:YVO4
ist, dass der Nd:YAG auch für lampengepumpte und cw-Systeme eingesetzt werden kann.
[33]
Seite 49
Abbildung 33: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:YAG
3.5.3.3.
Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:YVO4 als Laserkristall
Wie im vorigen Experiment wurde nach dem Einbau und Justieren der Messanordnung
Messungen mit den verschiedenen Auskoppelspiegel von 25% - 75% Reflektivität
durchgeführt. Im Diagramm sind ebenfalls wieder Hersteller Reflektivitäten und vom
Institut gemessene Reflektivitäten angegebenen. In Abbildung 34 erkennt man einen
näherungsweise linearen Anstieg zwischen Reflektivität und Laserausgangsleistung. Auch
hier sind die gemessenen Reflektivitäten höher als die vom Hersteller angegebenen. Hier
ist zu erkennen, dass der 50% Ausgangsspiegel kaum Abweichungen zeigt. Der
Auskoppelsspiegel mit 35% Reflektivität hat eine erhebliche Abweichung zwischen
gemessenen und angegebenen Wert. Das ist auf sehr große Abtragung oder
Seite 50
Verschmutzung zurückzuführen. Da jedoch jeder Spiegel gleich behandelt wurde
(Reinigung, Verwendung von Handschuhe, etc.), kann man davon ausgehen, dass der
Auskoppelspiegel schon öfter verwendet wurde.
Neodynium Ytterbium Vanadat ist einer der effizientesten Laserkristalle, welcher aktuell für
diodengepumpte Festkörperlaser verfügbar ist. Durch den hohen Wirkungsquerschnitt für
stimulierte Emission bei der Laserwellenlänge, den hohen Absorbtionskoeffizient und der
großen Absorptionsbandbreite bei den Pumpwellenlängen wird der Nd:YVO4 Laserkristall
zu einem exzellenten Kristall für Hochleistungsanwendungen bei diodengepumpten
Festkörperlasern. [33]
Abbildung 34: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:YVO4
1.
Seite 51
3.5.2.5.
Ergebnisse unter Verwendung eines Nd:GdVO4 als
Laserkristall
Auch bei diesem Experiment wurde nach dem Einbau und Justieren der Messanordnung
Messungen mit den verschiedenen Auskoppelspiegel von 25% - 75% Reflektivität
durchgeführt. Im Diagramm sind ebenfalls wieder Hersteller Reflektivitäten und vom
Institut
gemessene
Reflektivitäten
angegebenen.
Abbildung
34
zeigt
die
Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflexion von Auskoppelspiegel bei einem
Nd:GdVO4 Laserkristall. Auch hier sind die gemessenen Reflektivitäten höher als die vom
Hersteller angegebenen. Bei diesem Laserkristall hätten wir uns ebenfalls einen ähnlichen
Verlauf wie bei den beiden vorhergegangenen Experimenten (Nd:YAG, Nd:YVO4)
erwartet. Da die selben Auskoppelspiegel verwendet wurden und diese auch
ordnungsgemäß gereinigt wurden, kann man diese als Fehlerquelle ausschließen. Folglich
sind wir zum Endschluss gekommen, dass der Laserkristall Grund für die unregelmäßige
Aufnahme der Werte sein musste.
Da der Laserkristall an einer Ecke eine kleine Absplitterung hatte, könnte dies die
Fehlerquelle für die Messwerte sein. Natürlich ist eine Fehljustierung oder Verunreinigung
beim Kristall, welches die Fehlwerte auslösen kann, nicht ausgeschlossen. Auffallend ist
jedoch, dass der Nd:GdVO4
Laserkristall bei den selben Einstellungen eine weitaus
geringere Laser Leistung aufweist. Im Vergleich zum Nd:YVO4 hat der Nd:GdVO4 eine
mehr als 30% kleinere Ausgangsleistung.
Seite 52
Abbildung 35: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:GdVO4
3.5.3.
Ausgangsleistung vs. Diodenstroms bei Nd:YVO4
Bei diesem Experiment sollte die Abhängigkeit der Ausgangsleistung vom Diodenstrom
ermittelt werden.
3.5.3.1.
Messaufbau
Das aktive Medium Nd:YAG wurde in diesem Experiment durch Nd:YVO 4 (Castech
Crystals) ersetzt. Das Ziel dieses Experiments war es die Eigenschaften des Nd:YVO 4
denen des Nd:YAG's gegenüber zustellen. Der erste Schritt bei der Konstruktion eines
neuen Aufbaus für das Experiment war das Auswechseln des Kristalls. Da der Nd:YAGKristall eine runde Querschnittsfläche mit Durchmesser 4mm besitzt und der Nd:YVO 4Kristall eine viereckige, konnte nicht die selbe Fassung verwendet werden. Man musste
Seite 53
sich mit einem anderen Halteelement behelfen, dass nicht die selben Vorteile der
horizontal und vertikal verstellbaren Halterung des Nd:YAG's besitzt.
Nach dem Einsetzen des Kristalls, wurde dieser zusammen mit dem Spiegel (Reflektivität
R = 70%) und einer in der Achse befindlichen Halterung mit Fokussierungsiris mit dem
Laserpointer am Ende des Systems ausgerichtet. Nachdem der Kristall möglichst genau in
das Zentrum der optischen Achse des Aufbaus positioniert wurde, wurde der Messfühler
hinter dem Kristallelement platziert und
das
Lasersystem
aktiviert. Durch die
kontinuierliche Messung der Ausgangsleistung und die Verschiebung des aktiven
Mediums entlang der optischen Achse, konnte die optimale Position des Kristalls zur
Einkoppeloptik bestimmt werden. Anschließend wurde der Abstand mit dem höchsten
Leistungsmaximum zwischen Kristallelement und Spiegel gesucht, indem der Messfühler
hinter dem Spiegel platziert wurde. Nach dieser Optimierung musste nochmals der
Laserpointer aktiviert werden und, wie zuvor, die Reflektionen der einzelnen optischen
Bauteile in das Zentrum geleitet werden. Zum Schluss wurde der Messfühler wieder nach
dem Spiegel eingefügt und das Experiment begonnen.
Abbildung 36: Versuchsaufbau: 1-Einkoppeloptik (Cage-System, Pumpfaser, Einkopplungslinse); 2-Halterung mit
Nd:YVO4-Kristall; 3-Halterung mit Spiegel; 4-Leistungsmessfühler
Seite 54
3.5.3.2.
Ergebnisse
Bei diesem Versuch wurde der Diodenstrom von 0A bis 35A in 5A-Schritten verändert und
für jeden Schritt die Laserausgangsleistung aufgenommen. Im Bereich zwischen 5A und
10A musste wieder etwas genauer gemessen werden um den Schwellwert zu bestimmen,
bei dem die Leistung des Lasersystems zu steigen beginnt. Der Schwellwert lag bei ca. 8A
und ab diesem Schwellwert stieg die Leistung des Lasers konstant mit dem Stromwert an.
Die Ergebnisse bei Nd:YVO4 als aktives Medium sind in Abbildung 37 graphisch
dargestellt. Bei einer Gegenüberstellung von Nd:YVO 4 mit dem vorherigen aktiven Medium
Nd:YAG sieht man aus den beiden Leistungskurven (Abbildung 29 und Abbildung 37)
dass sich die beiden fast identisch verhalten und sich keiner der beiden für diese
Anwendung als effektiver erweist. In dem gemessenen Fall jedoch hat der Nd:YAG höhere
Leistungswerte an den einzelnen Stromstärken und somit wird das gesamte System
effizienter ausgenutzt. Der Nd:YVO 4 hat zwar gegenüber dem Nd:YAG eine höhere
Pumpabsorption jedoch verhalten sich die beiden Kristalle im QCW-Betrieb nahezu gleich.
Beim Q-switching ergeben sich außerdem Vorteile für den Nd:YAG, da er höhere
Pulsenergien erreichen kann.
PNd:YVO4
0.14
0.12
Laser Leistung [W]
0.10
0.08
0.06
0.04
0.02
0.00
-0.02
5
10
15
20
25
30
Diodenstrom [A]
Abbildung 37: Laserleistung über Diodenstrom bei Nd:YVO4
Seite 55
35
4.
Experimente im gepulsten Betrieb
In den vorigen Kapiteln wurde der Laser ausnahmslos im QCW-Betrieb verwendet,
während bei diesem Experiment im gepulsten Betrieb gearbeitet wurde. Um einen Laser
im gepulsten Betrieb zu betreiben, gibt es mehrere Möglichkeiten. Neben dem Pumpen mit
Blitzlampen und der Modenverkopplung gibt es die Möglichkeit den gepulsten Betrieb
durch das Einbringen eines Q-switches in den Versuchsaufbau zu bewirken. Auf Grund
der in Abschnitt 2.4 genannten Vorteile wurde Q-switching den anderen Möglichkeiten
vorgezogen.
Es sollte ein Single Puls gemessen werden und dessen Pulsposition optimiert werden.
Wenn man von einem Single-Puls spricht, versteht man darunter nur einen Laserpuls pro
Pumppuls. In den folgenden Experimenten wurde die Pulsposition so eingestellt, dass die
Pulsenergie maximal ist und dass nur ein Laserpuls pro Pumppuls auftritt. Um die
maximale Pulsenergie zu erreichen, muss der Laserpuls möglichst am Ende des
Pumppulses positioniert werden. Diesem Fakt liegt folgende Überlegung zu Grunde: Die
Energie, die nach dem abgegebenen Laserpuls in das System gepumpt wird, ist
Verlustenergie. Somit kann nur die Pumpenergie genutzt werden, die vor der Abgabe des
Ausgangslaserpulses in das System gepumpt wird. Dies kann durch Variation des
Abstandes der Einkoppeloptik gegenüber der Pumpfaser erreicht werden.
4.1.
Optimierung bei einer Wellenlänge von 1064 nm
In diesem Abschnitt soll die Pulsposition bei einer Wellenlänge von 1064nm optimiert
werden.
4.1.1.
Messaufbau
Der Messaufbau unterscheidet sich nur in einer Komponente von dem vorigen. Es wurde
ein Q-switch in den Messaufbau, direkt nach dem Laserkristall, eingebaut. Da sich durch
den zusätzlichen Einbau dieses Kristalls die Justierung entlang der optischen Achse bzw.
die Einkopplung des Strahles in den zweiten Kristall erschwert (Einkoppelverluste, etc.),
wurde ein monolithischer Kristall verwendet. Bei diesem sind der Laserkristall (Nd:YAG)
und der Q-switch (Cr:YAG) in einem Kristall gefertigt. Dadurch kann man den zuvor
Seite 56
genannten Erschwernissen entgegenwirken. Es wurde der zuvor verwendete Nd:YVO 4 mit
dem monolithischen Nd/Cr:YAG ausgetauscht. Die gewünschte Emissionswellenlänge
sollte bei 1064nm liegen. Da dieser Kristall ebenfalls einen kreisförmigen Querschnitt
besaß, konnte die gleiche Fassung benutzt, welche in Kapitel 3.5.1 verwendet wurde
(siehe Abbildung 19).
Wichtig zu erwähnen ist, dass die Einkoppeloptik bzw. der Strahlengang nicht nur
hinsichtlich des aktiven Mediums sondern auch bzgl. des Q-switches optimiert werden
muss, damit überhaupt im Single-Puls Betrieb gearbeitet werden kann. Da jedoch, wie
schon erwähnt, ein monolithischer Kristall verwendet wurde ergaben sich keine
zusätzlichen Schwierigkeiten.
Weiters musste der Pump- und Ausgangslaserpuls mittels Oszilloskop dargestellt werden,
da sonst keine Rückschlüsse für die Optimierung der Pumpposition möglich war. Um den
Pumppuls darstellen zu können, wurde der Ausgang des Pulsgenerators mit einem TStück versehen und der Generatorpuls an den ersten Oszilloskopeingang gelegt.
Außerdem muss der Frequenzgenerator auf externen Trigger geschaltet werden. Das
zweite Ende wurde, wie gehabt, mit dem Diodentreiber verbunden.
Zur Darstellung des Ausgangspulses wurde eine Photodiode (siehe Abbildung 38)
verwendet und diese mit dem zweiten Oszilloskopeingang verbunden.
Abbildung 38: Photodiode
Bevor mit der Optimierung begonnen werden konnte, mussten die einzelnen
Komponenten und deren Reflektionen erneut mittels Laserpointer und Stellschrauben um
die optische Achse zentriert werden. Die Justierung der Einkoppeloptik gegenüber dem
Kristall wurde, wie schon in den vorigen Abschnitten mittels Stellschraube des
Dreiachsentisches durchgeführt.
Seite 57
Zuletzt wurde die Photodiode mit einem idealen Strahler (Teflon-Scheibe) bestückt, da im
gepulsten Betrieb viel höhere Ausgangsleistungen erreicht werden können als im QCWBetrieb und die Photodiode somit vor Beschädigungen geschützt werden konnte.
Da auch der Diodenstrom Einfluss auf die Position des Pulses hat, wurde dieser bei 20A
konstant gehalten um die Einflüsse des Abstandes zwischen Einkoppellinse und
Pumpfaser besser verstehen zu können. Da sich nach kurzer Zeit kein brauchbares
Ergebnis einstellte, wurde der Diodenstrom auf 30A erhöht. Der Abstand zwischen
Einkoppellinse und Kristall wurde durch die Stellschrauben des Dreiachsentisches
minimiert
bzw.
optimiert.
Als
Indikator
für
diese
Optimierung
diente
die
Laserausgangsleistung, die durch das Leistungsmessgerät ermittelt wurde. Wie sich
später herausstellte, musste dieser Abstand zur Optimierung der Pulsposition geringfügig
verändert werden. Dies resultiert aus dem Fakt, dass sich durch die Veränderung des
Abstands
zwischen
Einkoppellinse
und
Pumpfaser
manche
Strahleigenschaften,
beispielsweise der Strahldurchmesser, und der Strahlengang verändern.
4.1.2.
Erkenntnisse
Nachdem das Lasersystem in Betrieb genommen wurde, konnten am Oszilloskop mehrere
Pulse erkannt werden. Wie vermutet waren diese nicht mit der gleichen Klarheit zu
erkennen, wie es in theoretischen Experimenten und Abbildungen zu sehen ist. Neben
dem Oszilloskop diente auch ein Fluoreszenzplättchen als Indikator für die Optimierung
des Aufbaus. Mittels des Fluoreszenzplättchen war es möglich die Lasermoden zu
erkennen. Somit ist ein solches Plättchen oder eine Fluoreszenzkarte (Thorlabs Detector
Card) ein praktisches Werkzeug zur Optimierung. Genauer gesagt, kann dadurch die
Funktion (das „Anschwingen“) des Lasers erkannt werden, indem auf dem Plättchen bzw.
der Karte ein einzelner fokussierter heller Punkt zu sehen ist.
Auf Grund der Darstellung des Oszilloskops wurde nur der Abstand zwischen
Einkoppellinse und Pumpfaser mit der Stellschraube des Verschiebeelements variiert.
Bei dem durchgeführten Experiment wurde festgestellt, dass die Laserpulsenergie ab dem
Optimalpunkt mit steigendem Abstand zwischen Einkoppellinse und Pumpfaser abnimmt.
Ein Grund dafür ist der Strahldurchmesser des Laserstrahls, welcher mit zunehmendem
Abstand größer wird und somit Streuverluste auftreten können, da der Strahl weniger
gebündelt werden kann. Wichtig ist, dass der Optimalpunkt nicht jener Punkt ist, bei dem
Seite 58
der Abstand zwischen Einkoppeloptik und Pumpfaser minimal ist, weil die zunehmende
Fokussierung – mit abnehmendem Abstand wird der Strahl immer mehr gebündelt – die
Intensität des Pumpstrahls ansteigen lässt und somit der Ausgangspuls früher, im Bezug
auf den Pumppuls, entsteht. Dadurch ist, wie schon erwähnt, die Pulsenergie geringer.
Sowohl die Optimierung bzgl. der Anzahl der Laserpulse, also das Erzeugen eines SinglePulses, als auch die Optimierung bzgl. der Pulsposition stellte kein Problem dar. Eine
Schwierigkeit war lediglich den Zusammenhang zwischen der Anzahl der Pulse und den
verschiedenen Abständen bzw. zwischen der Pulsposition und den verschiedenen
Abständen zu erkennen. Das Ergebnis ist in Abbildung 39 dargestellt.
Abbildung 39: Pumppuls (blau) und Single-Puls (gelb) am Oszilloskop
Der Pumppuls entspricht einem Rechteckimpuls und ist blau dargestellt. Der gelb
dargestellte Ausgangspuls wurde so weit als möglich an das Ende des Pumppulses
gesetzt,
wie
gut
in
Abbildung
39
ersichtlich
ist.
Interessant
ist,
dass
der
Laserausgangspuls nicht nur einen positiven sondern auch einen negativen Ausschlag am
Oszilloskop erzeugt. Dieser Effekt konnte leider nicht vollkommen erklärt werden. Er ist für
diese Aufgabenstellung jedoch nicht relevant. Es sei noch erwähnt, dass die beiden
Pulsformen absichtlich nicht direkt übereinandergelegt wurden damit es möglich ist die
kleinen Ausschläge der Photodiode, die von anderen Laserwellenlängen des Kristalls bzw.
von Streuungen des Strahls herrühren, besser zu erkennen. Die Photodiode detektierte
nicht nur den Laserpuls, sondern auch ein strahlungsbedingtes Rauschen, welches von
Seite 59
Streustrahlungen herrührt. Die gemessene Leistung des Singlepulses betrug 2.8mJ.
4.2.
Optimierung bei einer Wellenlänge von 946nm
In diesem Experiment soll die Pulsposition bei einer Wellenlänge von 946nm optimiert
werden.
4.2.1 Messaufbau
Der Messaufbau wurde ähnlich dem Messaufbau in Kapitel 4.1. gewählt. Es wurde ein
Nd:YAG Laserkristall verwendet, da dieser Kristall neben der Hauptlaserwellenlänge von
1064nm eine Nebenwellenlänge von 946nm hat. Wie schon im vorhergehenden
Experiment wurde ein monolithischer Kristall eingebaut, in dem der Laserkristall und der
Cr:YAG als Q-Switch zusammen ausgeführt sind. Dadurch ist der Q-Switch direkt ohne
Abstand hinter dem Laserkristall in die Messanordnung eingebracht. Zusätzlich musste
hinter dem Auskoppelspiegel ein Filter integriert werden. Da die Hauptlaserwellenlänge
des Nd:YAG 1064nm beträgt, muss diese Wellenlänge unterdrückt werden. Durch diesen
Filter arbeitet der Laser mit den geforderten 946nm. Um die Pumpposition darstellen und
optimieren zu können, musste ein Oszilloskop verwendet werden, welches neben dem
Ausgangspuls auch mittels T-Stück direkt an einen Pulsgenerator gekoppelt war. Der
Ausgangspuls wurde mittels Photodiode, welche an das Oszilloskop angeschlossen war,
aufgenommen.
Am Anfang wurde die komplette Messordnung mit Laserpointer, Iris und der
Justierscheibe justiert. Die Photodiode wurde schon im letzten Experiment, als Schutz vor
Beschädigung, wegen der höheren Ausgangsleistung, mit einer Teflon Scheibe bestückt.
Da der Diodenstrom schon im vorherigen Experiment auf 30A erhöht werden musste, um
ein brauchbares Ergebnis zu erzielen, wurde dieser von Anfang an auf 30A konstant
gehalten. Mittels Leistungsmessgerät wurde die Laserausgangsleistung gemessen und
der Abstand zwischen Einkoppellinse und Kristall konnte somit optimiert werden.
4.2.2 Erkenntnisse
Im Betrieb wurde versucht, mit Hilfe von Fluoreszenzplättchen, als Indikator, die
Messanordnung mittels Stellschrauben so zu optimieren, dass der Laser bei 946nm
anschwingt. Trotz verschiedenster Abstandsvarianten der einzelnen Komponenten gelang
Seite 60
es nicht einen Single-Puls zu erzeugen. Selbst die Erhöhung des Diodenstromes hatte
keine Auswirkung auf das Messergebnis.
Da bei dem Nd:YAG Laser die Laserwellenlänge 946nm eine Nebenwellenlänge ist, ist es
schwerer den Laser zum Anschwingen zu bringen. Bei 946nm können viel leichter
Verluste entstehen und somit ist es schwieriger die benötigte Inversion zu erreichen.
Es war schon bei 1064nm eine Herausforderung einen Single-Puls zu erzeugen und
benötigt etwas Erfahrung, um zu wissen welche Abstände variiert werden sollten, um ein
brauchbares
Ergebnisse
zu
erzielen.
Zusätzlich
Wirkungsquerschnitt geringer als bei 1064nm.
Seite 61
dazu
ist
bei
946nm
der
5.
Herstellung eines Lasers mit
Emissionswellenlänge im sichtbaren Bereich
In diesem Abschnitt soll der zuletzt verwendete Aufbau so modifiziert werden, dass die
Emissionswellenlänge in den sichtbaren Spektralbereich verschoben wird. Diese
Modifikation wurde mittels Frequenzverdopplung verwirklicht. Ziel war es also, grob
gesagt, einen überdimensionalen Laserpointer herzustellen. Alle Experimente wurden im
QCW-Betrieb durchgeführt. Der Q-switch wurde, zu diesem Zweck, aus dem optischen
Aufbau entfernt.
5.1.
im grünen Spektralbereich
Die Wellenlänge des Spektralbereichs von grünem Licht erstreckt sich von ca. 490nm bis
570nm. Will man die Emissionswellenlänge mittels Frequenzverdopplung in diesen
Spektralbereich
modulieren,
so
muss
die
Wellenlänge
am
Eingang
des
Frequenzverdopplungsmediums im Bereich von 980nm und 1140nm liegen. Somit bietet
sich eine Emissionswellenlänge des Lasermediums von 1064nm an. Es konnte der zuvor
verwendete Nd:YAG als Laserkristall eingesetzt werden.
5.1.1.
Messaufbau
Der Messaufbau soll Anhand Abbildung 40 erklärt werden. Wie schon in allen vorigen
Experimenten war die erste Komponente die Pumpfaser, welche mittels Schiebeelement
im Cagesystem befestigt wurde. Anschließend folgte die Einkoppellinse, der Laserkristall
(Nd:YAG),
der
Auskoppelspiegel,
der
Frequenzverdopplungskristall
(KTP)
und
schlussendlich ein Strahlteiler (50:50), welcher es möglich machte zumindest zwei
verschiedene Messungen gleichzeitig durchzuführen. Zur Detektion des Ausgangspulses
wurde wieder eine Photodiode verwendet. Diese wurde wie schon erwähnt von einer
Teflonscheibe vor Beschädigungen geschützt, obwohl die Intensitäten und Leistungen im
QCW-Betrieb relativ gering ausfallen. Der Diodenstrom wurde auf 30A eingestellt. Da es
für den KTP mit viereckigem Querschnitt keine spezielle Halterung gab, wurde er auf ein
kleines optisches Pult montiert, welches über zwei Schrauben horizontal und vertikal
Seite 62
gekippt werden konnte.
Abbildung 40: Versuchsaufbau grüner Laser im sichtbarer Bereich, 1-KTP Kristall mit
Justiertisch, 2-Strahlteiler, 3-Photodiode mit Teflonscheibe
Die erste Aufgabe war es nun die Justierung der Elemente durchzuführen. Zu diesem
Zweck wurden die optischen Elemente aus dem Aufbau entfernt um die Fassungen in die
optische Achse zu zentrieren. Dies geschah, wie schon erwähnt, mit dem zur Verfügung
gestellten Laserpointer. Anschließend wurden die optischen Elemente wieder eingefügt
und die Justierung der Kristalle durchgeführt. Dazu wurden die Reflektionen an die
Pappwand mit Zielscheibe geworfen und durch die einzelnen Stellschrauben zentriert.
Abschließend musste der Laserstrahl möglichst gut in den KTP Kristall eingekoppelt
werden um ein sichtbares Ergebnis zu erhalten.
5.1.2.
Erkenntnisse
Es zeigte sich, dass es keine eindeutige Aussage über die Variation der Abstände
zwischen Einkoppellinse und Pumpfaser bzw. Kristall und Einkoppellinse getätigt werden
konnte, die einen Hinweis auf die Optimierung hinsichtlich der Frequenzverdopplung
geben. Lediglich das Fluoreszenzplättchen diente zusammen mit dem Oszilloskop als
Indikator. Nach kurzer Zeit konnten die Abstände jedoch optimiert werden und man erhielt
Seite 63
das gewünschte Ergebnis. Es sei erwähnt, dass die Justierung des KTP Kristalls erheblich
vereinfacht hätte werden können, wenn dieser in einer speziellen Fassung fixiert wäre.
5.2.
im blauen Spektralbereich
Die Wellenlänge des Spektralbereichs von blauem Licht erstreckt sich von ca. 430nm bis
490nm. Will man die Emissionswellenlänge mittels Frequenzverdopplung in diesen
Spektralbereich
modulieren,
so
muss
die
Wellenlänge
am
Eingang
des
Frequenzverdopplungsmediums im Bereich von 860nm und 980nm liegen. Somit bietet
sich eine Emissionswellenlänge des Lasermediums von 946nm an. Auch hier konnte der
zuvor verwendete Nd:YAG als Laserkristall eingesetzt werden, da dieser mehrere
Laserwellenlängen, die schon bekannte Hauptlaserwellenlänge bei 1064nm und
Nebenwellenlängen beispielsweise bei 946nm, besitzt. Der Diodenstrom wurde auf 30A
eingestellt.
5.2.1.
Messaufbau
Der Messaufbau wird anhand von Abbildung 41 erklärt.
Damit die Hauptlaserwellenlänge bei 1064nm unterdrückt wird und der Laser somit bei
946nm arbeitet, wurde ein Filter in den Messaufbau eingebracht. Da die Laserwellenlänge
bei 946nm nicht dem Hauptlaserübergang entspricht und der Wirkungsquerschnitt bei
946nm geringer ist, ist es schwerer den Laser zum Anschwingen zu bringen. Der
Spielraum für Verluste ist geringer als bei 1064nm, da die Gefahr besteht, dass bei zu
großen Verlusten keine Inversion entstehen würde. Außerdem können niedrigere
Leistungen erzielt werden. Neben diesen beiden Laserübergängen hat Nd:YAG noch
weitere, die technisch jedoch noch nicht relevant erscheinen. [1]
Seite 64
Abbildung 41: Versuchsaufbau blauer Laser im sichtbaren Bereich, 1-Laserkristall, 2-Spiegel,
3-Filter, 4-KTP Kristall mit Justiertisch, 5-Photodiode mit Teflonscheibe, 6-Strahlteiler
5.2.2.
Erkenntnisse
Es zeigte sich, dass es sehr kompliziert ist, die Abstände zwischen den Komponenten,
und somit die Pulsposition bzw. den Pulsmodus (Single-Puls) zu optimieren. Obwohl
schon alle Abstandskombinationen eingestellt wurden, arbeitete der Laser nicht richtig. Auf
Grund der geringeren Leistung des Lasers bei 946nm wurde der Diodenstrom schrittweise
auf 50A erhöht. Nachdem auch diese Maßnahme keinen Einfluss auf die Funktion des
Lasers hatte wurde der gesamte Aufbau ein weiteres Mal justiert und kontrolliert. Es stellte
sich heraus, dass der Laserkristall beschädigt war. Dies war der Grund, warum der Laser
nicht ordnungsgemäß arbeitete und dieses Experiment nicht abgeschlossen wurde.
Nun lag es daran, die Gründe der Beschädigung des Kristalls herauszufinden. Dank eines
Mikroskops konnte die Schadensmorphologie aufgezeigt werden. Außerdem konnten,
trotz Reinigung mittels Aceton, einige Unreinheiten auf der Kristalloberfläche entdeckt
werden.
Seite 65
Abbildung 42: Kristallansicht im Mikroskop (10 fache Vergrößerung)
In Anlehnung an Abschnitt 2.6 wurde der Schaden als thermischer Natur identifiziert, wie
Anhand Abbildung 42 nachvollzogen werden kann. Dafür spricht, dass kaum Symmetrien
bei den Schäden erkannt werden können, die beschädigten Bereiche einen ringförmigen
Rand besitzen und lokal auftreten. Außerdem lässt sich gut erkennen, dass Unreinheiten
auf dem Kristall vorhanden sind. Dies könnte ein weiterer Hinweis auf thermische Schäden
auf Grund dieser Verunreinigungen sein!
Seite 66
Literaturverzeichnis:
[1]
[2]
[3]
[4]
[5]
[6]
[7]
[8]
[9]
[10]
[11]
[12]
[13]
[14]
[15]
[16]
[17]
[18]
[19]
[20]
[21]
[22]
[23]
[24]
[25]
[26]
[27]
[28]
[29]
W. Koechner, Solid-State Laser Engineering, Springer, 2006.
G.A. Reider, Photonik: Eine Einführung in die Grundlagen, Springer, Wien, 2005.
D.I.J. Tauer, “Development of an Ignition Laser,” TU Wien - Institut für Photonik, 2006.
E. Schwarz, “Development and testing of a laser for engine ignition,”
MastersThesis/Diplomarbeit, TU Wien - Institut für Photonik, 2008.
E. Wistrela, “Parameter eines passiv gütegeschaltenen diodengepumpten Festkörperlasers,”
Bakkalaureatsarbeit, TU Wien - Institut für Photonik, 2009.
H. He, H. Hu, Z. Tang, Z. Fan, und J. Shao, “Laser-induced damage morphology of highreflective optical coatings,” Applied Surface Science, vol. 241, März. 2005, S. 442-448.
W. Lange, Einführung in die Laserphysik, Darmstadt: Wissenschaftliche Buchgesellschaft,
1994.
T. Hart, T. Lichtenstein, und C. Carniglia, 1981, S. 344.
Y. Kalisky, “Cr4+-doped crystals: their use as lasers and passive Q-switches,” Progress in
Quantum Electronics, vol. 28, 2004, S. 249-303.
“Asphärische Optik – Wikipedia.”
“Definition for word(s) quasi-CW laser - The Photonics Directory.”
“Encyclopedia of Laser Physics and Technology - Q-switched lasers, Q switching, pulses,
design.”
“Encyclopedia of Laser Physics and Technology - Q switching, Q-switched laser, pulses,
modulator, saturable absorber, self Q switching.”
“Encyclopedia of Laser Physics and Technology - Q switches, acousto-optic, electro-optic, Qswitched laser.”
“Encyclopedia of Laser Physics and Technology - frequency doubling, frequency-doubled
laser, second-harmonic generation, SHG, design, physical mechanism, pulses.”
G. Fasching, Werkstoffe für die Elektrotechnik, Springer, Wien, 2005.
R. Paschotta, P. Kürz, R. Henking, S. Schiller, und J. Mlynek, “82% Efficient continuous-wave
frequency doubling of 1.06 µm with a monolithic MgO:LiNbO3 resonator,” Optics Letters, vol.
19, 1994, S. 1325-1327.
Z.Y. Ou, S.F. Pereira, E.S. Polzik, und H.J. Kimble, “85% efficiency for cw frequency doubling
from 1.08 to 0.54 ,µm,” Optics Letters, vol. 17, Mai. 1992, S. 640-642.
“Frequenzverdopplung – Wikipedia.”
“Second harmonic generation - Wikipedia, the free encyclopedia.”
“The Photonics Spotlight - The Trouble with Crystal and Coating Damage.”
R. Wood, Laser-Induced Damage of Optical Materials, Institute of Physics Publishing, .
G.C. Bhar, A.K. Chaudhary, und P. Kumbhakar, “Study of laser induced damage threshold
and effect of inclusions in some nonlinear crystals,” Applied Surface Science, vol. 161, Juli.
2000, S. 155-162.
S. Manivannan, S. Dhanuskodi, S. Tiwari, und J. Philip, “Laser induced surface damage,
thermal transport and microhardness studies on certain organic and semiorganic nonlinear
optical crystals,” Applied Physics B: Lasers and Optics, vol. 90, März. 2008, S. 489-496.
X. Zu, X. Chen, W. Zheng, X. Jiang, X. Yuan, X. Li, und X. Xiang, “Beam Interactions with
Materials and Atoms : Comparative studies of laser-induced damage of several single-layer
optical films,” Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section B, vol. 266,
Juni. 2008, S. 3195-3199.
M. Zhan, H. He, Y. Zhao, G. Tian, J. Shao, und Z. Fan, “Overcoat dependence of laserinduced damage threshold of 355 nm HR coatings,” Applied Surface Science, vol. 252, Jan.
2006, S. 2126-2130.
“Ablation - Wikipedia, the free encyclopedia.”
“Thermal decomposition - Wikipedia, the free encyclopedia.”
Y. Shimony, Y. Kalisky, und B.H.T. Chai, “Quantitative studies of Cr4+:YAG as a saturable
absorber for Nd:YAG laser,” Optical Materials, vol. 4, März. 1995, S. 547-551.
Seite 67
[30] O. Kimmelma, M. Kaivola, I. Tittonen, und S. Buchter, “Short pulse, high peak power, diode
pumped, passively Q-switched 946 nm Nd:YAG laser,” Optics Communications, vol. 273,
Mai. 2007, S. 496-499.
[31] R. Feldman, Y. Shimony, und Z. Burshtein, “Passive Q-switching in Nd:YAG/Cr4+:YAG
monolithic microchip laser,” Optical Materials, vol. 24, Okt. , S. 393-399.
[32] J. Chen, H. Yau, H. Liu, T. Chen, C. Cheng, und F. Liu, “Passive Q-switch and mode-locking
modulators for Nd:hosted lasers,” Optics & Laser Technology, vol. 32, Juni. 2000, S. 215219.
[33] Lasercomponents, “Hocheffiziente Laserstäbe,” vol. V1, Juli. 2006, S. 1-2.
Seite 68
Abbildungsverzeichnis
Abbildung 1: Einfaches Energieniveau - Diagramm eines zwei Niveau Systems...............................3
Abbildung 2: Übergänge im zwei Niveau System...............................................................................7
Abbildung 3: Übergänge im Drei-Niveau-System...............................................................................9
Abbildung 4: Übergänge im Vier-Niveau-System.............................................................................11
Abbildung 5: Schematischer Aufbau eines Lasers.............................................................................12
Abbildung 6: Grundelemente eines Festkörperlasers.........................................................................13
Abbildung 7: Schematische Darstellung eines diodengepumpten passiv Gütegeschalteten Nd:YAG
Laser............................................................................................................................14
Abbildung 8: Grundaufbau eines gütegeschalteten Lasers.................................................................16
Abbildung 9: Pulsverlauf beim aktiven Güteschalten........................................................................17
Abbildung 10: Pulsverlauf beim passiven Güteschalten....................................................................18
Abbildung 11: Prinzip der Frequenzverdopplung mit nichtlinearem Kristall außerhalb des
Resonators...................................................................................................................19
Abbildung 12: Verschiebung des Atomkerns gegenüber der Atomhülle...........................................19
Abbildung 13: Schadensfrequenz über Pulsenergie...........................................................................23
Abbildung 14: Schaden bei der nicht beschichteten Probe................................................................26
Abbildung 15: Schaden bei der beschichteten Probe.........................................................................26
Abbildung 16: Laserdiode..................................................................................................................31
Abbildung 17: Leistungsmessgerät mit Messkopf.............................................................................31
Abbildung 18: Beschaltung des Diodentreibers.................................................................................33
Abbildung 19: Halterungselement......................................................................................................34
Abbildung 20: Dreiachsentisch & Cagesystem..................................................................................35
Abbildung 21: Versuchsanordnung....................................................................................................36
Abbildung 22: Pumpleistung über den Diodenstrom ........................................................................37
Abbildung 23: optische Leistung über elektrische Leistung..............................................................38
Abbildung 24: Wirkungsgrad über elektrische Leistung....................................................................39
Abbildung 25: Versuchsanordnung....................................................................................................40
Abbildung 26: Einkoppelleistung über den Abstand zwischen Linse und Pumpfaser.......................41
Abbildung 27: Darstellung der Einkoppeloptik.................................................................................41
Abbildung 28: Versuchsanordnung....................................................................................................44
Abbildung 29: Laserleistung über den Diodenstrom..........................................................................45
Seite 69
Abbildung 30: Laserleistung bei 10A Diodenstrom über den Abstand zwischen Pumpfaser und
Einkopplungslinse.......................................................................................................46
Abbildung 31: Laserleistung bei 20A Diodenstrom über den Abstand zwischen Pumpfaser und
Einkopplungslinse.......................................................................................................47
Abbildung 32: Laserleistung bei 30A Diodenstrom über den Abstand zwischen Pumpfaser und
Einkopplungslinse.......................................................................................................48
Abbildung 33: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:YAG....................50
Abbildung 34: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:YVO4..................51
Abbildung 35: Laserausgangsleistung in Abhängigkeit der Reflektivität bei Nd:GdVO4................53
Abbildung 36: Versuchsaufbau..........................................................................................................54
Abbildung 37: Laserleistung über Diodenstrom bei Nd:YVO4.........................................................55
Abbildung 38: Photodiode..................................................................................................................57
Abbildung 39: Pumppuls und Single-Puls am Oszilloskop...............................................................59
Abbildung 40: Versuchsaufbau grüner Laser im sichtbarer Bereich.................................................63
Abbildung 41: Versuchsaufbau blauer Laser im sichtbaren Bereich.................................................65
Abbildung 42: Kristallansicht im Mikroskop (10 fache Vergrößerung)............................................66
Seite 70