Aufbau eines durchstimmbaren MOPA-Systems - IAP TU

Aufbau eines durchstimmbaren
MOPA-Systems
Setup of a tunable MOPA system
Diplomarbeit von Frank Blatt
September 2010
Fachbereich Physik
Institut für Angewandte Physik
Nichtlineare Optik
und Quantenoptik
ii
Aufbau eines durchstimmbaren MOPA-Systems
Setup of a tunable MOPA system
vorgelegte Diplomarbeit von Frank Blatt
1. Gutachten: Professor Dr. Thomas Halfmann
2. Gutachten: Dr. Thorsten Peters
Tag der Einreichung:
iii
iv
Inhaltsverzeichnis
Inhaltsverzeichnis
Einleitung
1. .... Theoretische Grundlagen
1.1.
Spektrale Linienbreite
1.2.
Polarisation
1.3.
Fein- und Hyperfeinstruktur der Alkalimetalle
1.3.1. Feinstruktur
1.3.2. Hyperfeinstruktur
1.4.
Optische Dipolfallen
2. .... Die Laserdioden
2.1.
Grundlagen zu Halbleiterdioden
2.2.
Laserdioden
2.3.
Verwendete Laserdioden
2.4.
Strom- und Temperaturregelung
2.5.
Durchstimmbarkeit der Dioden
3. .... Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
3.1.
Grundlagen zu externen Resonatoren
3.2.
Littrow- und Littman-Anordnung
3.3.
Die Verzögerungsplatte
3.4.
Konstruktion des ECDL
3.5.
Einfluss verschiedener Gitter auf Ausgangsleistung und Schwelle
3.6.
Linienbreite des ECDL
3.6.1. Theoretische Betrachtung zur Reduzierung der Linienbreite
3.6.2. Messung der Linienbreite
3.7.
Räumliches Strahlprofil
4. .... Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
4.1.
Grundlagen
4.2.
Das Verfahren der aktiven Regelung
4.3.
Aufbau der Stabilisierung
4.4.
Linienbreite mit Stabilisierung
4.5.
Kompensierung von Störungen
4.6.
Durchstimmen des ECDL
5. .... Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
5.1.
Das erwartete Spektrum
5.2.
Lineare Absorptions-Spektroskopie
v
1
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38
v
5.2.1. Der Messaufbau
5.2.2. Ergebnisse
5.3.
Dopplerfreie (nichtlineare) Sättigungs-Spektroskopie
5.3.1. Theorie der Sättigungs-Spektroskopie
5.3.2. Der Messaufbau
5.3.3. Ergebnisse
5.3.4. Variation des Messverfahrens
6. .... Der optische Verstärker
6.1.
Funktionsweise
6.2.
Anschluss und Halterung
6.3.
Kühlung
6.4.
Optiken und Strahlführung
6.5.
Ausgangsleistung
6.6.
Wellenlänge der verstärkten Strahlung
6.7.
Spektrale Linienbreite der verstärkten Strahlung
6.8.
Strahlprofil und Einkopplung in eine Einmoden-Faser
7. .... Zusammenfassung und Ausblick
7.1.
Zusammenfassung
7.2.
Ausblick
A. .... Mathematischer Anhang
1. .... Berechnung der Rückkopplung
B. .... Übergänge in Rubidium
C. .... Technische Daten
1. .... Laserdioden
1.1.
Laserdidode 1 bei 780nm
1.2.
Laserdidode 2 bei 850nm
2. .... Temperaturfühler
3. .... Die Kontrollbox
3.1.
Schaltplan
4. .... Das Laserdioden-Dummy-Board
5. .... Halterung für den optischen Verstärker
Literaturverzeichnis
Danksagung
Erklärung zur Diplomarbeit
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Einleitung
Einleitung
Der Laser ist heutzutage eines der wichtigsten Instrumente in der Physik. 50 Jahre nach seiner Entwicklung kommt er in zahlreichen Bereichen wie z.B. Optik,
Atomphysik und Kernphysik zum Einsatz. Sei es zur Vermessung verschiedenster
Parameter von Atomen und Molekülen, kleiner und großer Abstände, der Temperatur von Meeren oder sogar zur Manipulation von einzelnen Atomen und
Molekülen [1]. Auch in anderen Bereichen wie der Astronomie, Chemie und
Medizin und insbesondere in der Industrie ist er inzwischen fast unersetzlich. In
der Industrie und im täglichen Leben hat er bereits seinen festen Platz als Werkzeug (z.B. zur Lithographie integrierter Schaltungen oder zur Beschriftung von
Produkten) sowie als Mittel der Datenspeicherung (CD/DVD) und der Kommunikation. In der aktuellen Forschung ist er das ideale Instrument für optische
(Quanten-)Informationsverarbeitung und –speicherung in Festkörpern [2,3] und
Gasen [4,5].
In dieser Arbeit wird ein durchstimmbares Diodenlasersystem für den nahen infraroten Spektralbereich entwickelt und aufgebaut, welches als vielseitiges Instrument in der Forschung eingesetzt werden soll. Zu den Anwendungsmöglichkeiten gehören die Spektroskopie, das Injektions-Seeding eines optischparametrischen Oszillators (kurz OPO) [6,7] sowie die Nutzung als Fallenlaser
einer optischen Dipolfalle [1]. Diese Anwendungsziele geben die nötigen Eigenschaften des Lasersystems vor: Es muss spektral schmalbandiges Licht erzeugen
(Linienbreite unter 1 MHz) und sollte flexibel bei der Wahl der Wellenlänge innerhalb des infraroten Spektralbereiches sein. Die Wellenlänge muss modensprungfrei durchstimmbar sein und der Durchstimmbereich sollte mindestens
30 GHz betragen. Die Laserfrequenz muss unter Laborbedingungen über einen
längeren Zeitraum (mehrere Minuten) stabil bleiben. Außerdem ist eine Leistung
von mindestens 300 mW am Einsatzort (z.B. dem OPO oder einem weiteren Experiment) nötig. Das räumliche Strahlprofil sollte die Form einer Gaußverteilung
haben, um die Strahlung optimal nutzen zu können (z.B. bei der Fokussierung
als Fallenlaser). Als Strahlquellen werden im Rahmen dieser Arbeit zwei verschiedene Laserdioden verwendet, die im nahen Infrarot emittieren. Eine bei
einer Wellenlänge von 780 nm zu spektroskopischen Testmessungen mit dem
Lasersystem am D2-Übergang in Rubidium. Die andere bei 850 nm, der Wellenlänge die für die Dipolfalle benötigt wird.
Nach einer kurzen Einführung in die theoretischen Grundlagen dieser Arbeit in
Kapitel 1 wird in Kapitel 2 erläutert, wie Laserdioden funktionieren und warum
sie eine ideale Strahlquelle für ein durchstimmbares Lasersystem darstellen.
Freilaufende Laserdioden emittieren Strahlung einer spektralen Breite von mehr
als 1 MHz. In Kapitel 3 wird ein Verfahren vorgestellt, das die spektrale Breite
reduziert und die Emission auf eine longitudinale Mode beschränkt. Dies wird
durch Einsatz eines optischen Gitters in einem externen Resonator erreicht. Kapitel 3 beschreibt das verwendete System und die Beeinflussung der Emission
1
Einleitung
durch das Gitter. Es werden drei verschiedene optische Gitter miteinander verglichen. Die spektrale Breite des Lasers kann mit den richtigen Parametern auf
unter 70 kHz reduziert werden. Zudem wird das räumliche Strahlprofil des Systems untersucht.
Unter Verwendung einer Laserdiode und eines externen Resonators sind bereits
große Durchstimmbereiche von über 100 GHz möglich. Diese werden aber von
Modensprüngen begleitet. Außerdem reagiert das Lasersystem auf äußere Einflüsse wie Stöße ebenfalls mit einer Änderung der Wellenlänge. Um diese
Sprünge zu verhindern wird eine spezielle Stabilisierungstechnik verwendet.
Diese beruht auf dem Verfahren der Polarisations-Spektroskopie und wurde von
der Arbeitsgruppe „Laser und Quantenoptik“ des Instituts für Angewandte Physik
der TU-Darmstadt entwickelt. In dieser Arbeit wird die Technik mit einer weiteren Laserdiode getestet. Kapitel 4 beschreibt das Verfahren, das äußere Einflüsse
kompensiert, dadurch eine Vergrößerung der spektralen Breite unterdrückt und
Modensprünge während des Durchstimmvorgangs verhindert. Die spektrale Breite des Systems, die Größe des modensprungfreien Durchstimmbereiches und die
Stabilität des Systems werden untersucht.
In Kapitel 5 wird das Lasersystem anhand spektroskopischer Untersuchungen
von Rubidiumgas getestet. Dabei werden die verschiedenen Möglichkeiten der
Stabilisierungstechnik und der externen Steuerung des Systems überprüft. Das
Spektrum des D2-Übergangs von Rubidium bei 780,2 nm wird theoretisch berechnet und mit den experimentellen Daten verglichen.
Die Leistung des Lasersystems bestehend aus Laserdiode und optischem Gitter ist
durch die maximale Ausgangsleistung der Laserdiode und die Effizienz des Gitters auf 85 mW begrenzt. Um die nötige Leistung von 300 mW zu erreichen und
trotzdem die spektralen Eigenschaften des Systems zu erhalten, wird ein optischer Verstärker verwendet. Diese Kombination aus Laserdiode und optischem
Gitter als Signalquelle und optischem Verstärker bezeichnet man als „MasterOscillator-Power-Amplifier“-System kurz MOPA-System. Kapitel 6 beschreibt die
Funktionsweise des Verstärkers und zeigt, welche Vorrichtungen zur Kühlung
und zur Strahlführung verwendet werden. Es wird gezeigt, dass das System eine
Leistung von über 800mW emittiert und dabei die spektralen Eigenschaften des
Lasersystems wie schmale spektrale Breite, Stabilität und Durchstimmbarkeit
erhält. Auch nach Filterung des räumlichen Strahlprofils, sowie der Verwendung
einer optischen Diode zum Schutz des MOPA-Systems verbleibt eine Leistung
von 300 mW nutzbarer Strahlung. Das im Rahmen dieser Arbeit aufgebaute Lasersystem erfüllt somit alle vorgegebenen Anforderungen und ist für den Einsatz
im Labor bereit.
2
Kapitel 1
Theoretische Grundlagen
1. Theoretische Grundlagen
Im Rahmen dieser Arbeit wird ein Lasersystem konstruiert und charakterisiert,
welches für verschiedene Anwendungen in der Optik und Atomphysik verwendbar sein soll. Speziell ist die Verwendung für die Spektroskopie und als Fallenlaser einer optischen Dipolfalle für ultrakalte Atome geplant. Diese Anwendungszwecke geben die benötigten Eigenschaften des Lasersystems vor: schmale spektrale Linienbreite, kontinuierliche Durchstimmbarkeit und hohe Leistung. In diesem Kapitel werden einige theoretische Grundlagen zu diesen Eigenschaften und
den in dieser Arbeit verwendeten Begriffen und Techniken geliefert. Weitere
Grundlagen werden jeweils zu Beginn der einzelnen Kapitel angegeben.
1.1. Spektrale Linienbreite
Bei der Anwendung von Laserlicht, z.B. in der Spektroskopie, ist die spektrale
Linienbreite entscheidend für die spektrale Auflösung. Sie beschreibt die Bandbreite der optischen Strahlung im Frequenzraum. Diese spektrale Breite wird auf
der Höhe der Hälfte der maximalen Intensität gemessen1. Im Folgenden wird
dies teilweise einfach als „Linienbreite“ bezeichnet. Bei Laserstrahlung geringer
spektraler Breite spricht man von schmalbandigem Licht. Der theoretische Extremfall ist monochromatisches Licht mit der Linienbreite Null. Durch die Quantenmechanik ergibt sich für Laser aber als unterste Grenze das SchawlowTownes-Limit [8]
 laser 
 h (  c )
,
P
(1.1)
mit der Frequenz ν der Strahlung, der Bandbreite Δνc des optischen Resonators,
dem Planck‘schen Wirkungsquantum h und der Ausgangsleistung P. Durch
Verbreiterungsmechanismen wie z.B. die Stoßverbreiterung in Gasen wird die
Linienbreite deutlich vergrößert und liegt in der Größenordnung von typischerweise einigen MHz. In dieser Arbeit wird ein optisches Gitter verwendet, um die
Linienbreite des Laserlichts zu reduzieren (siehe Kapitel 3).
1.2. Polarisation
Als Polarisationsrichtung bezeichnet man bei Licht die Schwingungsrichtung des
elektrischen Feldes der Strahlung. Liegt diese Schwingungsrichtung fest in einer
Richtung des Raumes, spricht man von linear polarisiertem Licht (lineare Polarisation). Ändert sich die Richtung der Polarisation mit der Zeit bei festem Ort
oder umgekehrt, so bezeichnet man dies als elliptische Polarisation. Der Vektor
des elektrischen Feldes rotiert um den Poynting-Vektor (welcher in Ausbreitungsrichtung liegt). Bleibt die Amplitude konstant, spricht man von zirkularer
Polarisation. Einige Materialien können die Polarisation der sie durchlaufenden
Strahlung ändern. Dies kann durch Absorption erfolgen, welche abhängig von
1
Im Englischen: Full-Width-at-Half-Maximum (FWHM).
3
Kapitel 1
Theoretische Grundlagen
der Polarisationsrichtung ist. Eine andere Beeinflussung erfolgt durch optisch
anisotrope Materialien, welche für zwei senkrecht zueinander stehende Polarisationsrichtungen verschiedene Brechungsindizes und damit unterschiedliche optische Weglängen aufweisen. Damit kommt es zur Verschiebung der Phase zwischen den beiden Polarisationsrichtungen. Beträgt die Phasenverschiebung gerade eine halbe Wellenlänge, spricht man von einer λ/2-Verzögerungsplatte. Sie
dreht die Polarisationsrichtung von linear polarisiertem Licht um 90°. Bei zirkular oder elliptisch polarisiertem Licht ändert sie die Drehrichtung des Vektors des
elektrischen Feldes. Beträgt die Phasenverschiebung gerade eine viertel Wellenlänge, spricht man von einer λ/4-Verzögerungsplatte. Sie wandelt linear polarisiertes Licht in zirkular polarisiertes um und umgekehrt.
Im Rahmen dieser Arbeit werden die Polarisation und polarisationsverändernde
Elemente verwendet, um das Lasersystem aktiv zu stabilisieren und einen großen kontinuierlichen Durchstimmbereich zu ermöglichen. (siehe Kapitel 4).
1.3. Fein- und Hyperfeinstruktur der Alkalimetalle
Hier werden einige wichtige Punkte dargestellt, die zur Atomstruktur und somit
zum später beobachteten optischen Spektrum beitragen. Eine detaillierte Beschreibung findet sich z.B. in [9].
1.3.1. Feinstruktur
Der Eigendrehimpuls (Spin) des negativ geladenen Elektrons erzeugt ein magnetisches Moment
mit dem Bohrschen Magneton μB, dem g-Faktor
gs des Spins und der magnetischen Quantenzahl ms des Spins. Genauso erzeugt
das Elektron durch seine Bewegung um den Atomkern ein magnetisches Moment
mit der magnetischen Quantenzahl ml. Bei leichten Atomen, zu denen
das hier betrachtete Rubidium zählt (siehe Kapitel 5), ist die Spin-BahnWechselwirkung der einzelnen Elektronen kleiner als die gegenseitige Kopplung
der Bahndrehimpulse verschiedener Elektronen oder der Spins untereinander
[10]. Die einzelnen Bahndrehimpulse
und Spins
koppeln zu GesamtBahndrehimpuls
und Gesamt-Spin
. Diese koppeln wiederum in
der LS-Kopplung zum Gesamtdrehimpuls:
J  L S .
(1.2)
Je nach Orientierung des Spins im magnetischen Feld des Atoms ergeben sich
somit verschiedene Gesamtdrehimpulse und damit verschiedene Energien, also
Zustände. Ein optischer Übergang kann von und zu verschiedenen dieser Zustände erfolgen, solange folgende Auswahlregeln erfüllt sind:
,
und
.
Die Energiedifferenzen zwischen diesen Übergängen von und zu verschiedenen
Zuständen sind klein gegenüber den optischen Übergangsenergien. Sie sorgen
dafür, dass bei der Spektroskopie die einzelnen Linien als Dublett oder Multiplett
auftreten. Man bezeichnet dies daher als die Feinstruktur oder Spin-BahnAufspaltung.
4
Kapitel 1
Theoretische Grundlagen
1.3.2. Hyperfeinstruktur
Auch der Atomkern hat ein magnetisches Moment
mit der magnetischen Quantenzahl mI und dem Kernmagneton
. Somit koppelt der
Gesamtdrehimpuls wiederum mit dem Kernspin zum Gesamt-Drehimpuls :
F  J I .
(1.3)
Damit ergibt sich eine weitere Aufspaltung der Zustände, deren Größe zwei
Größenordnungen unter der der Feinstruktur liegt [9]. Dies wird als Hyperfeinstruktur-Aufspaltung bezeichnet. Sie ist nur mit hochauflösenden spektroskopischen Verfahren erkennbar. Für optische Übergänge ergeben sich weitere Auswahlregeln für den Gesamtdrehimpuls und dessen magnetische Quantenzahl
mF:
und
.
1.4. Optische Dipolfallen
Laserlicht kann zum Einfangen oder Bewegen von kleinen Teilchen, insbesondere Atomen verwendet werden. Hierbei wird die Dipolkraft des elektrischen Feldes des Lichts genutzt, weshalb man von einer optischen Dipolfalle spricht [1].
Befindet sich ein Atom innerhalb eines Laserstrahls, kommt es zur Wechselwirkung zwischen dem Lichtfeld und dem durch das Licht polarisierten Atom. Zum
einen kommt es zum Übertrag von Energie und Impuls bei der Absorption des
Lichts durch das Atom. Dies kann zum Kühlen von Atomen genutzt werden (Optische Molasse [11]) oder zum Erhitzen der Atome führen. Beide Fälle sind in
der optischen Dipolfalle nicht erwünscht. Zum anderen erzeugt das elektrische
Feld eine Dipolkraft, die auf das Atom wirkt und proportional zum Dipolpotential Udip ist. Letzteres ist proportional zur Intensität I und antiproportional zur Verstimmung Δ zwischen Laserfrequenz und Resonanzfrequenz des Atoms. Dagegen
ist die Streurate Γstr, welche proportional zum unerwünschten Effekt des Übertrags von Energie auf das Atom ist, ebenfalls proportional zur Intensität aber
antiproportional zum Quadrat der Verstimmung [11]:
U dip 
I
I
und  str  2 .


(1.4)
Für negative Verstimmung, also eine „Rot-Verschiebung“ zu kleineren Frequenzen ergibt sich ein negatives Potential und somit eine anziehende Kraft in Richtung maximaler Intensität. Durch Verwendung eines stark fokussierten, rotverschobenen Laserstrahls lassen sich somit Atome im Fokus sammeln. Um eine
starke Kraft zu erreichen, muss nach Gleichung (1.4) die Intensität hoch sein.
Damit aber gleichzeitig so wenig Absorption wie möglich auftritt, wählt man
eine verhältnismäßig große Verstimmung. Durch die quadratische Abhängigkeit
reduziert sich die Streurate dabei stärker als das Dipolpotential.
Das in dieser Arbeit konstruierte Lasersystem soll als Dipol-Fallenlaser für Rubidium eingesetzt werden. Die Resonanzfrequenzen des Rubidiums liegen bei ca.
780 nm und ca. 795 nm (siehe Kapitel 5). Deshalb wird die Wellenlänge 850 nm
gewählt (Verstimmung von ca. 32 THz bzw. 24 THz). Die benötigte Leistung
wird mit Hilfe eines optischen Verstärkers erzeugt (siehe Kapitel 6).
5
Kapitel 2
Die Laserdioden
2. Die Laserdioden
Bereits 1962, kurz nach der experimentellen Realisierung des ersten Lasers1,
wurde der erste Halbleiterlaser konstruiert [12,13]. Seitdem wurde er stets weiterentwickelt und findet heutzutage Verwendung in vielen Bereichen der Industrie (Analyse, Lithographie) und des täglichen Lebens (CD- und DVD-Player, Barcodescanner, optische Datenübertragung) [14,15]. Der Halbleiterlaser bietet
deutliche Vorteile gegenüber anderen Lasersystemen. Er ist in sehr kleinen Abmessungen im Mikro- bis Millimeterbereich herstellbar, hat einen hohen Wirkungsgrad von über 50% und ist dank Halbleitertechnologie günstig in großen
Mengen produzierbar. Ein Halbleiterlaser erzeugt Laserlicht direkt aus dem zugeführten Strom und lässt sich über diesen Strom mit hohen Bandbreiten (bis
über 10 GHz [14]) modulieren. Er benötigt keinen anderen Laser als Pumpquelle
und beinhaltet keine weiteren optischen Elemente, die justiert werden müssen.
Einer der größten Vorteile für die Verwendung in der Spektroskopie ist der große Durchstimmbereich von mehreren Nanometern. Nachteile sind die große
Strahldivergenz (teilweise bis zu 80° FWHM) aufgrund der Beugung an der kleinen Austrittsöffnung (ca. 1 µm), die große spektrale Linienbreite (größer als
5 MHz) und die geringe Frequenzstabilität. Diese Nachteile lassen sich aber
durch externe optische Elemente beheben (siehe Kapitel 3). Im Folgenden wird
gezeigt, wie eine Laserdiode funktioniert und welche Vor- und Nachteile sich
daraus für die Nutzung im hier konstruierten Lasersystem ergeben.
2.1. Grundlagen zu Halbleiterdioden
In Festkörpern liegen die einzelnen Energiezustände der gebundenen Elektronen
nicht diskret vor, sondern überlagern sich zu Gruppen von kontinuierlichen Zuständen, den sogenannten Bändern. Dabei sind einzelne Bänder durch verbotene
Bereiche, die Bandlücken (engl.: gap) mit der Energie Eg, getrennt. In einem Leiter befinden sich freie Elektronen im obersten, nicht vollständig gefüllten Leitungsband. Diese Elektronen können sich frei im Festkörper bewegen und sorgen
so für elektrische Leitung. In einem Isolator fehlen diese freien Elektronen und
der Abstand zum darunter liegenden gefüllten Valenzband ist so groß, dass er
von den Elektronen nicht überwunden wird. Halbleiter nehmen eine Zwischenstellung zwischen Leitern und Isolatoren ein. Die Bandlücke ist kleiner und kann
von den Elektronen bei entsprechender Energiezufuhr durch elektrischen Strom
oder durch Absorption von Photonen überwunden werden. Beim Transfer eines
Elektrons ins Leitungsband entsteht im Valenzband ein sogenanntes Loch. Dieses
Loch kann sich ebenfalls frei durch den Halbleiter bewegen, indem ein anderes
Elektron aus dem Valenzband das Loch auffüllt und somit ein neues Loch erzeugt. Löcher bewegen sich im elektrischen Feld daher wie eine positive Ladung.
In Halbleitern sind die Bänder bis zur Fermienergie gefüllt. Bei reinen Halbleitern liegt die Fermienergie in einer Bandlücke und nur das darunter liegende
1
Der erste funktionierende Laser war ein Rubinlaser, der nur im gepulsten Betrieb funktionierte und von Theodor
Maiman konstruiert wurde.
6
Kapitel 2
Die Laserdioden
Band ist gefüllt. Durch dotieren, d.h. Ersetzen von einzelnen Atomen durch
Fremdatome (mehr als 1018 cm-3), kann diese Fermienergie verändert werden.
Donatoren (n-Dotierung) erzeugen freie Elektronen im Leitungsband ohne dazugehörige Löcher im Valenzband, die Fermienergie EL liegt damit im Leitungsband. Genauso erzeugen Akzeptoren Löcher im Valenzband (p-Dotierung) und
die Fermienergie EV liegt nun im Valenzband (Abbildung 2.1a). Durch direkten
Kontakt eines p-dotierten Bereiches mit einem n-dotierten entsteht eine Raumladung am pn-Übergang, welche zum Fluss von Elektronen in den p-dotierten Bereich und von Löchern in den n-dotierten Bereich führt. Diese Diffusion von Ladungsträgern endet, wenn durch die entstehende Potentialdifferenz die Energie
der Elektronen im p-Bereich soweit angehoben wurde, dass die Fermienergien
gleich sind (Abbildung 2.1b). Im Gleichgewicht erhält man so eine pn-Diode. Je
nach Polarität der angelegten Spannung ist die Diode leitfähig oder nicht.
Abbildung 2.1: a) Energiebänder in getrennten Halbleitermaterialien; Links: n-dotiert,
die Fermienergie liegt im Leitungsband; Rechts: p-dotiert, die Fermienergie liegt im Valenzband (Grafik nach [14], modifiziert); b) Energiebänder bei einem pn-Übergang; die
Fermienergien sind gleich (Grafik nach [14], modifiziert).
Durch das Anlegen einer Spannung in Durchlassrichtung (positiv am p-Bereich)
verringert sich die Potentialdifferenz und es kommt erneut zum Fluss von Elektronen in den p-Bereich und von Löchern in den n-Bereich. Dabei entsteht eine
schmale Zone, in der sich Elektronen im Leitungsband und Löcher im Valenzband überschneiden. Hier können Elektronen vom Leitungsband ins Valenzband
übergehen und ein Loch auffüllen. Loch und Elektron „rekombinieren“ unter
Aussendung eines Photons einer Energie, die der Energiedifferenz zwischen
Elektron und Loch entspricht (siehe Abbildung 2.2a). Man erhält je nach Konstruktion eine LED1 (ohne Resonator) oder eine Laserdiode (mit Resonator). Die
Energie und somit die Frequenz des ausgesendeten Photons (EPh=hν) ist aufgrund der Bandstruktur nicht exakt festgelegt, sondern kann zwischen der Energie der Bandlücke und der Differenz der Fermienergien liegen: Eg<EPh<(EL-EV).
1
LED = “Light-Emitting-Diode” (Licht-Emittierende Diode)
7
Kapitel 2
Die Laserdioden
2.2. Laserdioden
Zur Erzeugung von Laserlicht mit einer Halbleiterdiode wird am oben beschriebenen pn-Übergang durch Anlegen einer Spannung eine Besetzungsinversion
zwischen Leitungs- und Valenzband erzeugt. Im schmalen Bereich des pnÜbergangs können nun spontane und stimulierte Emission erfolgen, wenn Elektronen und Löcher rekombinieren. Durch den hohen Brechungsindex des Halbleitermaterials (ca. 3,6 bei GaAlAs) erhält man auch ohne weitere Behandlung der
Oberfläche eine hohe Reflektivität von ca. 0,32 an den Grenzflächen. Indem man
durch Spalten der Dioden nur zwei gegenüberliegende glatte Seiten erzeugt und
die anderen Seiten rau lässt, sind nur an diesen zwei Seiten die Verluste gering
und man erhält einen optischen Resonator (Abbildung 2.2b). Damit sind die drei
grundlegenden Bestandteile eines Lasers vorhanden: ein aktives Medium, ein
Resonator (das Halbleitermaterial selbst), und eine Pumpquelle (der zugeführte
Strom). Sobald der zugeführte Strom eine bestimmte Schwelle Ithr (engl.:
threshold) überschreitet, werden die Verluste kompensiert und es kommt zur
Lasertätigkeit. Ab diesem Wert ändert sich die Ausgangsleistung linear mit dem
angelegten Strom, da ein konstanter Anteil der als Strom injizierten Elektronen
zur Emission beiträgt.
Abbildung 2.2: a) Entstehung von Strahlung im Halbleiter durch Rekombination von
Elektronen mit Löchern. (Grafik nach [14], modifiziert); b) Aufbau einer Laserdiode
(Grafik nach [14], modifiziert).
Bei Halbleitermaterialien aus zwei Elementen ist die Bandlücke genau festgelegt.
Dagegen kann man mit drei Elementen diese Bandlücke beeinflussen und auf
eine gewünschte Wellenlänge anpassen. Bei den für diese Arbeit verwendeten
Laserdioden aus Gallium-Aluminium-Arsenid (GaAlAs) ist das DotierungsVerhältnis zwischen Gallium und Aluminium jeweils so gewählt, dass die z.B.
den Wellenlängen 780 nm oder 850 nm entsprechen. Durch die endliche Breite
der Bänder ergibt sich aber nicht nur eine feste Frequenz, sondern ein ca. 5 THz
(ca. 10 nm) breites frequenzabhängiges Verstärkungsprofil. Somit können im
Medium mehrere longitudinale Moden erzeugt werden, sofern für diese die Verstärkung über den Verlusten liegt (siehe auch Abschnitt 2.5). Durch spezielle
Konstruktion des Resonators kann die Emission nur einer einzelnen oder zumindest sehr weniger Moden unterstützt werden. Die hier verwendeten Laserdioden
8
Kapitel 2
Die Laserdioden
sind solche „Einmoden-Laserdioden“. Auch durch externe optische Elemente
(siehe Kapitel 3) können einzelne Moden selektiert und die Laserdiode zum
Einmoden-Betrieb gebracht werden.
Durch die sehr kleine und rechteckige Austrittsöffnung kommt es zu starker Divergenz und einem elliptischen Strahlprofil. Daher muss der Strahl durch eine
asphärische Linse kollimiert und bei Bedarf mit Zylinderlinsen zu einem runden
Strahl geformt werden.
2.3. Verwendete Laserdioden
In dieser Arbeit werden zwei verschiedene Laserdioden bei unterschiedlichen
Wellenlängen verwendet. Es handelt sich um handelsübliche Laserdioden ohne
Antireflexbeschichtung. Die erste hat eine Zentralwellenlänge von 780 nm und
wird zur Spektroskopie an Rubidium verwendet (siehe Kapitel 5), um die Einsatzmöglichkeit des Lasersystems in diesem Bereich zu testen. Es handelt sich
um eine Laserdiode vom Typ „DL-7140-201S“ von SANYO 1 mit einer Maximalleistung von 80 mW im Dauerstrich-Betrieb (engl.: „continous-wave“ kurz „CW“)
und einem Arbeitsstrom von 100 mA. Die zweite Laserdiode hat eine Zentralwellenlänge von 852 nm und wird in Verbindung mit einem optischen Verstärker
zum Einsatz als Fallenlaser der Dipolfalle verwendet (siehe Kapitel 6). Es handelt sich hierbei um eine Laserdiode vom Typ „M9-852-0150-S50“ des Herstellers AXCEL-PHOTONICS 2 mit einer Maximalleistung von 150 mW und einem Arbeitsstrom von 180 mA. Weitere Daten zu beiden Laserdioden finden sich im
Anhang C 1. Beide Laserdioden werden in einer speziellen Halterung des Typs
„TCLDM9“ der Firma THORLABS betrieben. Diese Halterung beinhaltet neben den
Anschlüssen zur Stromversorgung ein Peltierelement zur Temperaturregelung
der Laserdiode und einen Thermistor zur Messung der Temperatur (zum Thermistor siehe Anhang C 2). Zur Kollimation werden asphärische Linsen verwendet. Wegen der unterschiedlich starken Divergenz kommt bei Laserdiode 1 eine
Linse des Typs „C610TME-B“ der Firma THORLABS mit der Brennweite 4,0 mm
und bei Diode 2 Typ „C330TME-B“ mit der Brennweite 3,1 mm zum Einsatz.
2.4. Strom- und Temperaturregelung
Für das Durchstimmen des Stroms und der Temperatur ist es nötig, selbige exakt
kontrollieren zu können. Außerdem ist es für einen stabilen Betrieb bei einer
gewünschten Wellenlänge erforderlich, dass sich Strom und Temperatur nicht
ungewollt ändern. Denn schon kleine Änderungen dieser Parameter verschieben
die Wellenlänge des Lasers erheblich (siehe Abschnitt 2.5). Deshalb wird als
Stromquelle eine spezielle Schaltung basierend auf einem hochintegrierten
Stromregelungs-Chip des Typs „WLD3343“ der Firma WAVELENGTH E LECTRONICS 3
und den nötigen Anschluss- und Bedienelementen verwendet. Dies ermöglicht
die Regelung des Speisestroms mit einer Stabilität von 0,01 mA/Stunde. Der
Strom kann außerdem durch eine externe Steuerspannung geregelt werden. Alle
1
Erhältlich bei der Firma THORLABS: www.thorlabs.de
Erhältlich bei der Firma LASER C OMPONENTS: www.lasercomponents.com
3
http://www.teamwavelength.com/
2
9
Kapitel 2
Die Laserdioden
Elemente sind in einer Einschubkassette für Baugruppenträger untergebracht.
Das Platinenlayout stammt von Thorsten Führer1 und wurde um einige Elemente
erweitert, die das Umschalten zwischen interner und externer Steuerung erleichtern. Zur Kalibrierung der Stromanzeige wird ein „Dummy-Board“ verwendet
(siehe Anhang C 4), mit dem der Strom mittels Spannungsmessung an einem
präzisen Widerstand gemessen wird. Die Kalibrierung der Anzeige wird damit
durch die Genauigkeit des Widerstandes und der Spannungsmessung beeinflusst.
Dadurch liegt die absolute Genauigkeit der Anzeige bei ±2 mA. Dies liegt deutlich unter der Genauigkeit der Regelung, ist aber keine Einschränkung, da beim
Einsatz der Laserdioden nicht die Genauigkeit des absoluten Wertes des Stromes,
sondern die Stabilität und eine exakte Änderung entscheidend sind.
Für die Regelung der Temperatur wird der Chip „WTC3243“ der Firma
WAVELENGTH ELECTRONICS verwendet, der ebenfalls zusammen mit den nötigen
Anschluss- und Bedienelementen in einer Einschubkassette untergebracht ist.
Dieser Chip beeinflusst über ein Peltierelement in der Halterung der Laserdiode
deren Temperatur. Die Temperaturmessung erfolgt mit einem temperaturabhängigen Widerstand (Thermistor). Mit einer Tabelle kann die Temperatur aus dem
gemessenen Widerstand abgelesen werden. Eine genaue Formel zur Berechnung
findet sich im Anhang C 2. Die Temperaturregelung erreicht eine Stabilität von
±0,002 °C/Stunde. Die Anzeige und somit der eingestellte Wert ist durch Grenzen in der Kalibrierung nur auf ±50 Ω genau, was ±0,05 °C bei 10 °C bis
±0,15 °C bei 30 °C entspricht. Der Fehler ist für höhere Temperaturen größer, da
der Gradient des Thermistors
hier sehr klein wird.
2.5. Durchstimmbarkeit der Dioden
Bei einer Laserdiode ist die emittierte Wellenlänge vom angelegten Strom und
der Temperatur der Diode abhängig. Durch eine Änderung der Temperatur wird
die Länge des Resonators verändert, was zu einer Verschiebung der Wellenlänge
in der Größenordnung von +0,06 nm/K [16] führt. Dabei ist die thermische
Ausdehnung vernachlässigbar klein gegenüber der Änderung des Brechungsindexes und somit der optischen Weglänge durch die Änderung der Ladungsträgerdichte [17]:
n  T   n0  p  T .
(2.1)
Hierbei sind
der extrapolierte Brechungsindex bei 0 Kelvin, die Konstante
für GaAlAs und T die Temperatur in Kelvin. Für die Wellenlänge λL von Laserdioden gilt die Bedingung für konstruktive Interferenz umlaufender Wellen analog zu einem Fabry-Perot-Resonator:
n T   L  m 
L
2
,
(2.2)
mit der Resonatorlänge L und der Mode m, einem ganzzahligen Wert. Dies
ergibt eine Vielzahl von möglichen longitudinalen Moden und somit Wellenlän1
Arbeitsgruppe „Laser und Quantenoptik“ am Institut für Angewandte Physik der TU Darmstadt
10
Kapitel 2
Die Laserdioden
gen im Resonator. Diejenigen Wellenlängen, die innerhalb des Verstärkungsprofils liegen und für die die Verstärkung die Verluste übersteigt werden emittiert
(siehe auch Abbildung 3.3 auf Seite 14). Bei Temperaturänderung ergibt sich
somit eine Verschiebung der einzelnen Wellenlängen von ca. +0,035 nm/K bei
einer Zentralwellenlänge
von 850 nm.
Deutlich stärker, mit einer Größenordnung von +0,3 nm/K [18] wird das Verstärkungsprofil, also die Zentralwellenlänge
durch eine Änderung der Bandlücke verschoben [17]:
E g T   E g 0   T 2 /(T   ) ,
Z 
c h
c h

.
E g T  E g 0   T 2 /(T   )
(2.3)
(2.4)
Mit den Materialkonstanten
und
ergibt sich eine
Änderung von +0,26 nm/K bei 850 nm in der Umgebung der Raumtemperatur.
Durch die unterschiedliche Änderung von Verstärkungsprofil und Resonatorlänge ergeben sich bei Temperaturerhöhung Modensprünge zu größeren Wellenlängen (
), sobald das Maximum des Verstärkungsprofils einer anderen
longitudinalen Mode nahe genug kommt. Technisch sind Änderungen der Temperatur nur vergleichsweise langsam durchzuführen.
Abbildung 2.3: Die emittierte Wellenlänge der Laserdiode 2; a) bei Änderung der Temperatur; b) bei Änderung des Stromes für drei verschiedene Temperaturen.
Abbildung 2.3a zeigt die mit einem Wavemeter1 gemessene Wellenlängenänderung der Laserdiode 2 bei Änderung der Temperatur. Es wird der Arbeitsbereich
der Laserdiode zwischen 20 °C und 30 °C betrachtet. Zwischen den einzelnen
Messungen wird dem System ausreichend Zeit zur Stabilisierung der Temperatur
gegeben. Die Messung der Temperatur erfolgt mit einem Thermistor (siehe hierzu Anhang C 2). Bei kleinen Änderungen der Temperatur (weniger als 2 K) erfolgt die Änderung der Wellenlänge nahezu linear, wie an den schwarzen Geraden zu erkennen ist. Die Steigung liegt bei 0,04 bis 0,06 nm/K. Hier zeigt sich
also vorwiegend die Änderung des Brechungsindexes und somit eine Verschiebung der internen Resonatormoden. Nach einer Änderung von etwas mehr als 2
1
Typ “WS6-600” der Firma TOPTICA
11
Kapitel 2
Die Laserdioden
Kelvin kommt es zu Modensprüngen von ca. 0,7 nm. An diesen Stellen (in der
Abbildung blau markiert) kommt das verschobene Verstärkungsprofil einer anderen internen Mode so nahe, dass der Laser zu dieser springt. An der Größe des
Modensprungs, also dem Abstand zweier interner Moden, kann man die Größenordnung des internen Resonators abschätzen. Sie liegt im Bereich von
(140±20) µm. Die rote Gerade in Abbildung 2.3a mit einer Steigung von
0,3 nm/K zeigt die starke Änderung durch die Verschiebung der Bandlücke.
Neben der starken Änderung der Wellenlänge mit der Temperatur kann die Wellenlänge auch durch Variation des Stromes durchgestimmt werden. Dies kann
viel schneller erfolgen. Unterhalb der Schwelle ändert sich in Abhängigkeit des
Stroms der Brechungsindex durch die Änderung der Ladungsträgerdichte. Oberhalb der Laserschwelle erfolgt die entscheidende Änderung über kleine Temperaturänderungen durch Joulesche Wärme. Die Änderung der Wellenlänge liegt in
der Größenordnung von 4 GHz/mA [18] also in unserem Fall 0,008 nm/mA.
Neben den Modensprüngen zu höheren Wellenlängen kommt es bei Erhöhung
des Stroms auch häufig zu Sprüngen zu kleineren Wellenlängen (
).
Zudem können bei einem Sprung auch mehrere longitudinale Moden übersprungen werden. Jede Laserdiode weist unterschiedliche Modensprünge auf.
Deshalb muss zur Nutzung als durchstimmbarer Laser der genaue Verlauf der
Wellenlängenänderung bekannt sein (eine Art Karte der möglichen Wellenlängen abhängig von Strom und Temperatur). Dann können durch geeignete Wahl
von Temperatur und Strom Modensprünge während des Durchstimmens umgangen werden. Alternativ können die Modensprünge durch bestimmte Techniken verhindert werden (siehe Kapitel 4).
Abbildung 2.3b zeigt die Wellenlängenänderung der Laserdiode 2 bei Änderung
des Stroms für drei verschiedene Temperaturen. Auch hier zeigt sich ein linearer
Anstieg von durchschnittlich 0,003 nm/mA für kleine Stromänderungen
(schwarze Geraden) und Modensprünge von ca. 0,7 nm bei größeren Änderungen. Die rote Gerade ist eine lineare Anpassung an die Werte für eine Temperatur von 25°C. Sie verdeutlicht den Anstieg für große Änderungen und hat eine
Steigung von 0,018 nm/mA, also wieder das Sechsfache der linearen Steigung.
Ein Zeichen dafür, dass die gleichen Effekte (durch eine Temperaturänderung)
zugrunde liegen. Deutlich erkennbar ist auch, dass sich die Modensprünge bei
Änderung der Temperatur zu anderen Strömen verschieben, weil die Bandlücke
verschoben ist. Auf diese Weise kann der Bereich, der zum Durchstimmen mittels Strom verwendet werden soll, mit der richtigen Temperatur auf die gewünschte Wellenlänge geschoben werden.
Ein kontinuierliches Durchstimmen der Wellenlänge ist also bereits ohne weitere
Maßnahmen möglich. Allerdings ist der Durchstimmbereich auf weniger als
0,15 nm bzw. 60 GHz eingeschränkt. Ein noch größeres Problem ergibt sich für
viele Anwendungen daraus, dass die Laserdiode mehrere Moden emittieren
kann. Um einen Einmodenbtrieb zu erreichen, muss ein weiteres optisches Element verwendet werden. Außerdem kann man mit speziellen Techniken dafür
sorgen, dass der kontinuierliche Durchstimmbereich noch größer wird. Dies wird
in den folgenden Kapiteln erläutert.
12
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
3. Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Die geplante Anwendung des Lasersystems in der Spektroskopie erfordert longitudinal einmodigen Betrieb, spektrale Schmalbandigkeit und Wellenlängenstabilität. Diese Eigenschaften werden durch optische Rückkopplung mit einem externen Resonator in Verbindung mit einer aktiven Stabilisierung der Resonatorlänge erreicht. Damit kann die spektrale Breite der Laserstrahlung auf weniger
als 100 kHz reduziert werden. In diesem Kapitel wird gezeigt, wie mit einem
optischen Gitter ein externer Resonator erzeugt wird. Es werden die möglichen
Methoden der Anordnung sowie ihre Vor- und Nachteile aufgezeigt. Die Konstruktion des Lasers und die Technik zum Durchstimmen der Kavität werden
erläutert. Zuletzt werden drei verschiedene optische Gitter verglichen und die
damit erzielte Reduzierung der Linienbreite gemessen.
3.1. Grundlagen zu externen Resonatoren
Die wesentlichen Eigenschaften einer Laserdiode wurden im letzten Kapitel erläutert. Rückkopplung von Strahlung in die Diode führt zu weiteren Umläufen
im Laserresonator und damit zu weiterer stimulierter Emission dieser Strahlung.
Dies ändert die Ladungsträgerdichte je nach Stärke der Rückkopplung, was die
Resonanzfrequenz des Lasers ändert und somit beide Resonatoren außer Phase
bringen kann. Dadurch wird die Intensität der stimulierten Emission wieder reduziert, was wiederum die Ladungsträgerdichte ändert. Damit kann chaotisches
Verhalten und verstärktes Rauschen erzeugt werden [19]. Diese können sogar
zur Zerstörung der Laserdiode führen. Deshalb werden optische Rückkopplungen bei Laserdioden eigentlich vermieden. Eine gezielte Rückkopplung mit der
passenden Amplitude und Phase bezüglich des internen Resonators der Laserdiode sorgt jedoch für eine Selektion der verstärkten Lasermode und eine Reduzierung der spektralen Breite der Strahlung [20,21].
Zur Rückkopplung der Laserstrahlung wird ein optisches
Beugungsgitter verwendet.
Wir erhalten neben dem internen Resonator der Laserdiode einen externen Resonator aus optischem Gitter
und Rückseite der Laserdiode (siehe Abbildung 3.1).
Abbildung 3.1: Erweiterung des Lasers mit einem
Daher bezeichnet man solche
externen Resonator durch Einsatz eines Gitters.
Systeme als Diodenlaser mit
externer Kavität (engl.: „external-cavity-diode-laser“, im Folgenden ECDL).
Das Prinzip eines Beugungsgitters beruht auf der Interferenz der Strahlen, die
von den einzelnen Linien des Gitters gebeugt werden. Dadurch entstehen in der
Reflektion neben der nullten Ordnung (der normalen Reflektion mit Einfallswinkel=Ausfallswinkel) auch Maxima höherer Ordnung (siehe Abbildung 3.2).
13
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Abbildung 3.2: Ein optisches Gitter.
Abhängig von der Wellenlänge des
Lichts, ergibt sich für einen bestimmten
Winkel Θm konstruktive Interferenz.
Für einen bestimmten Winkel ergibt sich als Wegunterschied der Teilstrahlen ein
ganzzahliges Vielfaches der Wellenlänge λ, also konstruktive Interferenz. Der
Ausfallswinkel Θm der m-ten Ordnung ist somit abhängig von der Wellenlänge λ
der Strahlung, dem Einfallswinkel Θi und dem Abstand der Gitterlinien D [22]:
m    D   sin m  sin i  .
(3.1)
Für die optische Rückkopplung in die Laserdiode wird die -1.Ordnung des Gitters antiparallel zum einfallenden Strahl ausgerichtet:
. Aus Gleichung
(3.1) wird damit:
  2D  sin  ,
(3.2)
mit dem Winkel Θ als Einfallswinkel und gleichzeitig Ausfallswinkel der -1. Ordnung. Da der Winkel Θ von der Wellenlänge abhängig ist, kann durch Ändern des
Winkels eine ganz bestimmte Wellenlänge aus dem breiten Spektrum der Laserdiode zurückgekoppelt werden. Auf diese Weise erhält man ein wellenlängenselektives Element. Damit kann man zum einen die Emission auf eine gewünschte
Mode beschränken, zum anderen kann man die gewünschte Wellenlänge durchstimmen. Abbildung 3.3 verdeutlicht noch einmal das Prinzip. Schwelle und Laser-Verstärkungsprofil sind dabei exemplarisch für eine beliebige Laserdiode. Die
Breite des Gitter-Profils ergibt sich aus Gleichung (3.3) auf Seite 17. Die Form
der Moden ergibt sich aus der Airy-Formel [23]. Das Gitter (blau) verstärkt
durch die Rückkopplung idealerweise nur eine Mode des internen Resonators
(Laserdiode) der Frequenz
(grün). Liegt die Verstärkung einer Mode des
externen Resonators der Frequenz
(rot) über der Verlustschwelle, so wird
Laserstrahlung mit einer Frequenz zwischen
und
emittiert.
Abbildung 3.3: Schema der möglichen longitudinalen Moden des ECDL.
14
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Ändert man den Winkel des Gitters, verschiebt sich dessen Verstärkungsprofil
(blau). Bei passender Änderung der Resonatorlänge verschieben sich die externen Moden (rot) im gleichen Maße. Um die emittierte Wellenlänge ohne Modensprünge mit zu verschieben, müssen sich auch das Verstärkungsprofil der
Laserdiode (schwarz) und die internen Moden (grün) passend verschieben. Dies
erreicht man durch Änderung des Stromes (siehe Kapitel 2). Ohne diese Anpassung springt der Laser ungefähr nach der Hälfte des freien Spektralbereiches
(englisch: „free spectral range“, kurz: FSR) des Gitters zur nächsten externen Mode. Der hier verwendete Resonator hat mit einer Länge von 6,5 cm einen FSR
von ca. 2,3 GHz. Ein modensprungfreies Durchstimmen ohne Anpassung des
Stromes ist im Experiment über ca. 1 GHz möglich. Das Problem die beiden Resonatoren aufeinander abzustimmen wird durch eine Stabilisierungstechnik behoben (siehe Kapitel 4).
3.2. Littrow- und Littman-Anordnung
Für die optische Rückkopplung mit einem Gitter wird in den meisten Fällen eine
der folgenden zwei Methoden angewendet. Die erste wird als LittrowAnordnung bezeichnet (siehe Abbildung 3.4a) [18,24,25]. Hierbei wird die -1.
Beugungsordnung direkt zurück in die Laserdiode gelenkt, wogegen die nullte
Ordnung als Nutzstrahl ausgekoppelt wird. Durch Änderung des Winkels zwischen der Gitternormalen und dem einfallenden Strahl kann die zurückgekoppelte Wellenlänge verändert werden. Der Vorteil der Littrow-Anordnung ist die
relativ hohe Ausgangsleistung aus der nullten Ordnung. Der Nachteil ist, dass
sich der Winkel des Nutzstrahls auch verändert. Die zweite Methode ist die
Littman-Metcalf-Anordnung (siehe Abbildung 3.4b) [26,27]. Hierbei wird die -1.
Beugungsordnung zunächst senkrecht auf einen Spiegel gelenkt und nach Reflektion wieder vom Gitter zurück in die Laserdiode gebeugt. Die nullte Ordnung
wird auch hier als Nutzstrahl ausgekoppelt.
Abbildung 3.4: a) Littrow-Anordnung. b) Littman-Metcalf-Anordnung. c) LittrowAnordnung mit Umlenkspiegel
Der Vorteil ist hierbei, dass nur der Winkel des Spiegels geändert werden muss,
um die Wellenlänge der rückgekoppelten Strahlung auszuwählen. Der Nutzstrahl ändert seine Richtung nicht. Der Nachteil ist eine geringere Rückkopplung
durch die zweimalige Beugung und die Reflektion am Spiegel. Während die
Rückkopplung in der Littman-Anordnung schwer zu verbessern ist, kann die
Winkeländerung des Nutzstrahles in der Littrow-Anordnung einfach behoben
werden. Durch einen Umlenkspiegel, der mit dem Gitter verbunden ist und dieselbe Winkeländerung erfährt, wird die Richtungsänderung kompensiert (siehe
15
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Abbildung 3.4c) [28,29]. Es ergibt sich nur ein transversaler Strahlversatz von
weniger als 1 µm. Deshalb wird im hier beschriebenen Aufbau die LittrowAnordnung verwendet.
3.3. Die Verzögerungsplatte
Im Gegensatz zu allgemein üblichen ECDLs wird in diesem Aufbau ein weiteres
optisches Element im externen Resonator zwischen Laserdiode und Gitter platziert. Es handelt sich um eine λ/4-Verzögerungsplatte1 (siehe Abschnitt 1.2). Sie
erfüllt zwei wichtige Aufgaben.
Die erste besteht in einer Regelung der Stärke der optischen Rückkopplung. Die
verwendeten Gitter weisen für die Polarisation parallel zu den Gitterlinien (hier
vertikal) und senkrecht zu den Linien (hier horizontal) verschieden starke Reflektionskoeffizienten auf. Durch Drehung der λ/4-Platte und damit Änderung
der Intensität in horizontaler und vertikaler Polarisationsrichtung kann somit die
Stärke der Reflektion zurück in die Laserdiode variiert werden. Dabei wird von
der Laserdiode nur Licht verstärkt, welches der Polarisation ihrer Emission entspricht (hier horizontal). Wie in Abschnitt 3.1 erläutert, hängt die spektrale Breite der Strahlung auch von der Stärke der Rückkopplung ab. Für einen stabilen
Betrieb und schmale Linienbreite durch ausreichend Rückkopplung muss die
Stärke der Rückkopplung an die verwendete Laserdiode angepasst werden.
Die zweite Aufgabe der λ/4-Platte besteht in der Erzeugung eines optischen
Wegunterschieds für die beiden Polarisationsrichtungen. Dies ist für die verwendete Stabilisierungsmethode erforderlich (näheres hierzu in Kapitel 4).
3.4. Konstruktion des ECDL
Für ein modensprungfreies Durchstimmen muss neben der
Änderung des Gitterwinkels auch die Länge der externen
Kavität an die Länge der internen angepasst werden. Im hier
beschriebenen Aufbau wird die Positionierung des Gitters
über eine Hub- und Kipp-Plattform des Typs „S-325.30L“ der
Firma PHYSIK INSTRUMENTE GMBH 2 erreicht. Diese Plattform
ist symmetrisch auf drei Piezoaktuatoren mit einem Hubweg
von jeweils 30 µm gelagert. Die Plattform wird so platziert,
dass zwei der Aktuatoren aus Sicht der Laserdiode überei- Abbildung 3.5:
nander liegen (siehe Abbildung 3.5 und Abbildung 3.6). Die- Kanalbelegung
se beiden Aktuatoren werden parallel angesteuert (sie bilden der Aktuatoren
Gruppe A) und entsprechen somit einem einzigen Piezoaktuator auf der Position
zwischen diesen beiden. Der dritte Aktuator bildet allein die Gruppe B. Durch
gleichzeitiges Ändern aller Piezospannungen kann die Gesamtlänge des Resonators geändert werden. Beim Durchstimmen der Wellenlänge wird die Spannung
der Gruppe A linear variiert. Gruppe B erhält den mit einem variablen Spannungsteiler reduzierten Wert dieser Spannung. So ergibt sich für diese Gruppe
1
2
Typ „PO-TWP L4-12-UVIR“ der Firma A LPHALAS (zero-order, tunable, 150-6000 nm)
http://www.pi.ws
16
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
eine kleinere Längenänderung und damit während des Durchstimmens eine
Winkeländerung. Das genaue Verhältnis zwischen Winkel- und Längenänderung
und damit das Verhältnis der Spannungen kann nur abgeschätzt werden (die
Länge der Gruppe B muss sich um ca. 10% weniger ändern). Eine genaue Berechnung erfordert eine sehr exakte Kenntnis der Abstände von Laserdiode und
Gitter sowie die genaue Position des Laserstrahls auf dem Gitter in Bezug auf die
Angriffspunkte der Aktuatoren [29]. Da diese Parameter nicht genau genug bekannt sind, wird das ideale Verhältnis experimentell bestimmt. Durch Variation
des Spannungsverhältnisses am Spannungsteiler lässt sich die Größe des erreichbaren modensprungfreien Durchstimmbereiches bis zu einem Maximum
vergrößern (siehe Abschnitt 4.3). Dieses wird erreicht, wenn die Verschiebung
des Verstärkungsprofils des Gitters durch die Winkeländerung optimal zur Verschiebung der internen Moden durch die Längenänderung passt.
Abbildung 3.6: Aufbau des ECDLs von oben gesehen. Die Piezo-Gruppen A und B erlauben eine Änderung der Resonatorlänge und des Winkels Θ.
Auf der Hub-/Kipp-Plattform wird die Halterung für das Gitter mit ZweiKomponenten-Kleber fixiert. Das Gitter wird in einer passenden Vertiefung mittels Kunststoffschrauben seitlich eingeklemmt. Die Hub-/Kipp-Plattform mit den
Aktuatoren wird in eine modifizierte Halterung für Optiken eingesetzt. Dies erlaubt eine grobe Vorjustage der horizontalen und vertikalen Neigungswinkel. Die
Halterung der Plattform und der Laserdiode werden gemeinsam auf einer 3 cm
dicken Basisplatte bestehend aus der Aluminium-Legierung „Unidal“ befestigt.
Mit diesem Material ändert sich bei typischen Temperaturschwankungen im Labor von ΔT=2 K die Resonatorlänge von 6,5 cm nur um 3 µm. Dies kann durch
den großen Hubweg der Aktuatoren kompensiert werden. Daher wird die Basisplatte nicht temperaturstabilisiert. Lediglich eine permanente Temperaturmessung mittels eines Thermistors innerhalb der Basisplatte ist eingerichtet. Um
schnelle Änderungen der Resonatorlänge durch Änderung des Brechungsindexes
aufgrund von Luftbewegung zu vermeiden, wird der ECDL mit einem Deckel aus
Kunststoff abgedeckt. Für den Strahlausgang ist ein Fenster mit AntireflexBeschichtung eingebaut. Um den Einfluss von Vibrationen möglichst gering zu
halten, sitzt die Basisplatte des ECDL auf Gummifüssen aus Sorbothane. Die Gitterhalterung selbst orientiert das Gitter bereits so, dass der Einfallswinkel des
Laserlichts 49° beträgt. Eine weitere Anpassung des Winkels ist mit der Halte-
17
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
rung der Hub-/Kipp-Plattform möglich. Damit kann der Winkel des Gitters für
Wellenlängen im Bereich von ca. 800 nm bis 880 nm angepasst werden. Für den
Bereich von ca. 740 nm bis 820 nm kann die Halterung der Plattform in einer
anderen Position auf der Basisplatte befestigt werden, die um einen Winkel von
4,5° zur ersten gedreht ist.
Für das Gitter ergibt sich die Halbwertsbreite des Rückkopplungsprofils aus [30]:
 g 

,
(3.3)
1, 66  N
wobei N die Anzahl der ausgeleuchteten Gitterlinien ist. Um zu vermeiden, dass
durch das Rückkopplungsprofil des Gitters mehrere Moden des internen Resonators unterstützt werden, sollte ν kleiner als der Abstand zwischen zwei internen Moden
sein. Aus den Messungen von Abschnitt 2.5 ist die
Größe des internen Resonators abschätzbar auf (140±20) µm. Damit sollten
mehr als 700 Linien des Gitters ausgeleuchtet sein. Um auch Laserdioden mit
größeren Resonatoren verwenden zu können, werden Kollimationslinsen einer
Brennweite von 4,0 mm bzw. 3,1 mm verwendet. Damit erreicht man einen
Strahldurchmesser senkrecht zu den Gitterlinien von 1,1 mm und somit knapp
2000 Linien, was für Resonatoren mit einer Länge von bis zu 400 µm ausreicht.
Dies ergibt für den verwendeten Bereich eine Breite νg von 106 GHz bis
116 GHz.
Stimmen die Resonanzfrequenzen der internen (
) und der externen Kavität
(
) nicht genau überein, so emittiert der ECDL eine Frequenz zwischen diesen
beiden Resonanzfrequenzen. Kommt es zu Fluktuationen in einem der Resonatoren kann der Abstand zwischen den beiden Resonanzfrequenzen vergrößert
werden. Damit wird der ECDL instabil und springt bei Erreichen einer anderen
externen Mode zu dieser. Die Resonanzfrequenz des internen Resonators ist aber
nicht nur von Strom und Temperatur abhängig, sondern auch von der Schwellen-Verstärkung. Wird der ECDL instabil, so erhöht sich die SchwellenVerstärkung, was
zu höheren Frequenzen verschiebt [30]. Liegt nun
bereits bei höheren Frequenzen als
, so wird der Abstand zwischen beiden
Frequenzen wieder verringert und der ECDL stabilisiert sich selbst. Deshalb wird
im Experiment immer möglichst groß gewählt, indem beim Start des Durchstimmens an einem stabilen Punkt die Länge des externen Resonators leicht verkleinert und
somit nach oben verstimmt wird. Es zeigt sich, dass große modensprungfreie Durchstimmbereiche nur zu erreichen sind, wenn diese Bedingung erfüllt ist (siehe auch [31]).
3.5. Einfluss verschiedener Gitter auf Ausgangsleistung und Schwelle
Im hier beschriebenen Aufbau wird ein holographisches Gitter verwendet, um
das sogenannte Ghosting, das Auftreten weiterer Maxima zwischen den Beugungsordnungen, zu vermeiden. Außerdem werden drei verschiedene Gitter
miteinander verglichen. Alle Gitter haben 1800 Linien pro Millimeter. Damit
ergibt sich eine möglichst hohe Anzahl von beleuchteten Linien und ein Winkel Θ von 44,6° für 780 nm und 49,9° für 850 nm. Das erste Gitter ist vom Typ
18
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
„GH13-18V“ der Firma THORLABS und ist optimiert für den visuellen Bereich des
Spektrums. Es hat bei beiden verwendeten Wellenlängen von 780 nm und
850 nm eine Beugungseffizienz in die erste Ordnung von 9% für die Polarisation
parallel zu den Gitterlinien (hier vertikal) und 65% für die Polarisation senkrecht zu den Linien (hier horizontal). Das zweite Gitter ist vom Typ „GH13-18U“
der Firma THORLABS und ist optimiert für den UV-Bereich. Es hat im verwendeten Wellenlängenbereich (780 nm und 850 nm) lediglich eine Effizienz von 3%
parallel zu den Gitterlinien und 22% senkrecht zu den Linien. Durch die geringere Effizienz der Beugung in die erste Ordnung verbleibt mehr Intensität in der
ausgekoppelten nullten Ordnung. Das dritte Gitter ist vom Typ „LCGH-1800/UV“
der Firma LASERCOMPONENTS . Es hat dieselbe Effizienz wie das UV-Gitter von
THORLABS, hat aber zusätzlich eine Gold-Beschichtung, was die Reflektivität und
damit die Intensität in der nullten Ordnung weiter erhöht.
Die folgende Abbildung zeigt die Abhängigkeit des Schwellenstromes (rot) und
der aus dem ECDL ausgekoppelten Leistung (schwarz) von der Rückkopplung,
welche über die Orientierung der Verzögerungsplatte eingestellt wird. Zur Bestimmung der Schwelle wird die Leistung bei festen Punkten der Arbeitsgeraden
bestimmt (siehe Abschnitt 2.2). Dabei ergibt sich ein relativ großer Fehler durch
die Ungenauigkeit des eingestellten Stromes. Deshalb lässt sich hier nur qualitativ sagen, dass der Schwellenstrom bei der Orientierung 0° und 90° minimal ist
und bei der Orientierung 45° dem Wert ohne Gitter entspricht. Im gleichen Maße
ist die Ausgangsleistung, also die Leistung in der nullten Ordnung bei 0° und 90°
minimal und bei ungefähr 45° maximal. Beide Effekte haben ihren Ursprung in
der unterschiedlichen Reflektivität der beiden Polarisationsrichtungen. Bei einer
Orientierung der λ/4-Platte von 0° oder 90° bleibt das Licht der Laserdiode horizontal linear polarisiert. Das Gitter hat also jeweils die Effizienz von 65% bzw.
22%. Dies genügt, um die Schwelle um 10-15% zu senken. Die verbleibende
Ausgangsleistung ist gering. Bei Rotation der λ/4-Platte erhöht sich der Anteil an
vertikal polarisiertem Licht, das auf das Gitter fällt. Durch die geringere Effizienz
verringert sich der Anteil der zurückgekoppelten Strahlung und der Schwellenstrom liegt höher. Gleichzeitig verbleibt mehr Leistung in der nullten Ordnung,
(Ausgangsleistung). Eine Berechnung der Intensität der zurückgekoppelten
Strahlung mittels Jones-Matrizen [32] (siehe Anhang A) ergibt den grün eingezeichneten Verlauf. Das Maximum liegt bei 0° und 90°, das Minimum bei 45°.
In Abbildung 3.7a wird das für den visuellen Bereich optimierte Gitter 1 bei
850 nm verwendet. Maximal 53% der Leistung werden ausgekoppelt. Die
Schwelle kann um ca. 15% gesenkt werden. In Abbildung 3.7b wird das für den
UV-Bereich optimierte Gitter 2 ebenfalls bei 850 nm verwendet. Hier werden
bereits 65% der Leistung ausgekoppelt, die Schwelle wird nur um 10% gesenkt.
Gitter 3 mit Gold-Beschichtung in Abbildung 3.7c erreicht sogar 80% ausgekoppelte Leistung. Dieses Gitter stand nur kurz zur Verfügung und wurde mit Laserdiode 1 bei 780 nm vermessen. Zur Vergleichbarkeit sind daher alle Messwerte
auf das Maximum der entsprechenden Laserdiode normiert. An die Werte der
Leistungsmessung ist eine sin²-Funktion angepasst (schwarze Linie). Die Funktion der Rückkopplung hat im Wesentlichen den Verlauf einer cos²-Funktion.
19
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Rückkopplung und ausgekoppelte Leistung ergeben somit einen konstanten Wert
(sin²+cos²=1).
Abbildung 3.7: Schwellenstrom (rot)
und
ausgekoppelte
Leistung
(schwarz) bei einem Diodenstrom
von 100 mA. Die theoretisch berechnete Rückkopplung ist grün
dargestellt. a) mit Gitter 1 (optimiert
für den visuellen Bereich); b) mit
Gitter 2 (optimiert für den UVBereich); c) mit Gitter 3 (optimiert
für den UV-Bereich mit GoldBeschichtung).
Der Unterschied der Reflektivitäten ist bei Gitter 1 am größten, weshalb hier
auch der Unterschied zwischen Maxima und Minima am größten ist. Gitter 2
und 3 haben dieselbe Effizienz und die Leistungsmessungen zeigen die gleiche
Differenz zwischen maximaler und minimaler Rückkopplung. Gitter 2 und 3 erzielen ausreichende Ausgangsleistung und sind damit besser geeignet als Gitter 1. Im Folgenden wird die Linienbreite der einzelnen Gitter untersucht um
auch unter diesem Gesichtspunkt das optimale Gitter auszuwählen.
3.6. Linienbreite des ECDL
3.6.1. Theoretische Betrachtung zur Reduzierung der Linienbreite
Neben der Reduzierung des Spektrums auf eine Mode wird durch die Vergrößerung des Resonators und die damit verbundene höhere Lebensdauer die spektrale Breite der emittierten Mode deutlich reduziert. Die Reduzierung der spektralen Breite Δν ist abhängig von der Laufzeit der Photonen in den Resonatoren
[31,33], also von den physikalischen Längen L der Resonatoren und den Brechungsindizes n innerhalb der Laserdiode (interner Resonator) und im externen
Resonator (hier in Luft, also n≈1) [21]:
20
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
 red
1

2
 0
 next Lext 
1 

nint Lint 

.
(3.4)
Für eine geringe spektrale Breite sollte daher die Länge des externen Resonators
groß im Verhältnis zu der des internen Resonators gewählt werden. Gleichzeitig
gibt es eine Obergrenze für die Länge Lext der externen Kavität für den gewünschten Durchstimmbereich ν bei der Frequenz ν, die von der möglichen Änderung der Resonatorlänge Lext abhängt [18]:



Lext
Lext
.
(3.5)
Aus diesem Grund wird zur Änderung der Resonatorlänge ein Piezoaktuatorenstapel („Piezo-Stack“) mit einem großen Hubweg Lext von 30 µm verwendet. Für
den gewünschten Durchstimmbereich von wenigstens 130 GHz muss damit die
Länge der externen Kavität nur unter 8,1 cm liegen. Da durch die gleichzeitige
Winkeländerung nicht der volle Hubweg zur Verfügung steht, wird für den Resonator eine Länge von 6,5 cm gewählt.
3.6.2. Messung der Linienbreite
Durch die Verwendung eines externen Resonators soll die spektrale Breite der
Laserstrahlung verringert werden. Um dies zu überprüfen, wird die spektrale
Breite bei verschiedenen Konfigurationen des ECDL vermessen. Zur Messung
dient ein Aufbau1 nach dem Prinzip der „Delayed Self-Heterodyne“Interferometrie [34,35], zur Korrelationsmessung zweier Laserfelder. Hierbei
wird der zu vermessende Strahl mit einem Strahlteiler in zwei Strahlen aufgeteilt. Ein Strahl durchläuft eine lange Glasfaser, was für einen zeitlichen Versatz
der Strahlen von 6,6 µs sorgt. Liegt dies über der Kohärenzzeit der Strahlung,
sind beide Strahlen unkorreliert. Ohne diese Bedingung ist ein deutlich komplizierteres Verfahren als das hier verwendete für die Auswertung nötig [36,37].
Der zweite Strahl durchläuft einen akusto-optischen Modulator (AOM). In diesem erfährt der Strahl eine Frequenzverschiebung von 80 MHz. Beide Strahlen
werden nun auf einer schnellen Photodiode überlagert. Auf der Photodiode
kommt es zu einer Schwebung aus beiden Signalen mit der Differenzfrequenz
von 80 MHz. Dieser Frequenzbereich kann mit einem Radiofrequenz-SpektrumAnalysator beobachtet werden. Die spektrale Breite der Schwebung ist eine Faltung der spektralen Breite der ursprünglichen Signale, ermöglicht also die Bestimmung der spektralen Breite der Laserstrahlung. Um die Breite des Signals zu
bestimmen, wird an das Spektrum der Schwebung eine Kurve angepasst. Hierbei
kann je nach Form des Spektrums eine Gauß- oder eine Lorentzkurve eine bessere Übereinstimmung bringen. Die Linienbreite der Laserstrahlung ergibt sich
1
Der verwendete Aufbau wurde von Swen Künzel im Rahmen einer Bachelorarbeit in der AG Halfmann erstellt.
21
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
dann als
-faches der Breite der Gauß-Kurve, bzw. als die Hälfte der Breite
der Lorentz-Kurve. Liegt eine Gauß-Kurve vor, deutet dies auf eine inhomogene
Verbreiterung der Linie hin. Diese entsteht durch die für jedes Atom unterschiedlichen lokalen Felder im Kristall des Halbleitermaterials. Das Auftreten einer Lorentz-Linie zeigt einen homogenen Verbreiterungsmechanismus. Dies können
z.B. Schwankungen des Laserdiodenstroms sein, die sich auf alle Atome auswirken. Generell kann es zur Überlagerung dieser Effekte kommen, wobei in der
Regel einer der Mechanismen überwiegt. Sind die Effekte von der gleichen Größenordnung, kommt es zur Faltung von Gauß- und Lorentz-Kurve, einem VoigtProfil. Dann ergibt sich die Linienbreite zu [38]:

V  1 1  0,099  ln2aL 
2
1  0,099  ln2 a
2
2
L

 4  ln2  aG2  ,

(3.6)
mit aG und aL als der Breite der Gauß- bzw. der Lorentz-Kurve. Da die Signale
aus denen das Schwebungssignal gebildet wird nur 6,6 µs auseinander liegen,
können Fluktuationen in der Frequenz, die auf Zeitskalen weit über dieser Zeit
passieren, nicht registriert werden. Deshalb kann die Linienbreite auf Zeitskalen
über 6,6 µs größer als der hier gemessene Wert sein. Zur Bestimmung des
Fehlers werden zusätzlich Kurven mit einer kleinst- und größtmöglichen Breite
angepasst (gut zu erkennen in Abbildung 6.11 auf Seite 55).
Abbildung 3.8a zeigt das Schwebungssignal zur Bestimmung der Linienbreite
von Laserdiode 1 bei 780 nm1 ohne Gitter. Hier wird das Signal der Photodiode
linear als Spannung am Eingangswiderstand des Spektrum-Analysators gemessen. Die Laserdiode hat ohne Gitter eine Linienbreite von 2,84 MHz und ein
Voigt-Profil. Abbildung 3.8b zeigt exemplarisch das Schwebungssignal für die
Messung mit Gitter 3. Hier erfolgte die Messung logarithmisch, so dass die Breite
bei der halben Leistung bei ca. -3 dBm liegt (genauer 10×
).
Tabelle 3.1 zeigt die gemessenen Linienbreiten des Lasers ohne Gitter und mit
den verschiedenen Gittern ohne Stabilisierung. Nur die besten Werte bei optimalen Einstellungen der Rückkopplung sind aufgeführt. Gitter 2 und 3 erzielen das
gleiche Ergebnis da beide dieselben Reflektionskoeffizienten besitzen. Gegenüber der freilaufenden Laserdiode kann die Linienbreite um 97,6% reduziert
werden. Bei Laserdiode 2 (850 nm) ergibt sich eine größere Linienbreite. Da Gitter 3 für beide Wellenlängen gleiche Koeffizienten aufweist, liegt die Ursache
hierfür vermutlich in der unterschiedlichen Beschaffenheit der beiden Laserdioden die aufgrund verschiedener Reflektionskoeffizienten der Frontfacetten und
verschiedenen Resonatorgrößen (und Aperturen) verschieden auf die Rückkopplung reagieren.
1
Diese Messung wurde von Alexander Scheinert im Rahmen seiner Bachelorarbeit durchgeführt [63].
22
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Abbildung 3.8: Das Schwebungssignal zur Bestimmung der Linienbreite mit Laserdiode 1
bei 780 nm. Die Halbwertsbreiten sind eingezeichnet. a) Ohne Gitter, die Messung erfolgte linear. b) Mit Gitter 3, ohne Stabilisierung. Die Messung erfolgte logarithmisch.
Diode 2
(850 nm)
Diode 1 (780 nm)
Ohne Gitter
Gitter 1 (optimiert für
den visuellen Bereich)
Gitter 2 (optimiert
für den UV-Bereich)
Gitter 3 (optimiert für
den UV-Bereich, mit
Goldbeschichtung)
Gitter 3 (optimiert für
den UV-Bereich, mit
Goldbeschichtung)
Breite der
Schwebung
Gauß:
3,99(85) MHz
Lorentz:
3,65(78) MHz
Linienbreite
Linienform
2,84(60) MHz
Voigt
296(19) kHz
209(14) kHz
Gauß
139(8) kHz
69(4) kHz
Lorentz
140(12) kHz
70(6) kHz
Lorentz
666(70) kHz
333(35) kHz
Lorentz
Tabelle 3.1: Spektrale Linienbreite des Lasers ohne Gitter bzw. unter Verwendung verschiedener Gitter ohne Stabilisierungstechniken.
Bei der Aufnahme des Schwebungssignals kommt es bei einigen Messungen zu
zwei Problemen. Zum einen erzeugt der Treiber des AOM bei der Frequenz 80
MHz ein so starkes Störungssignal, dass im Spektrum eine deutliche Resonanz
an dieser Stelle auftritt. Mit einer Untergrundmessung kann diese schmale Resonanz entfernt werden, falls deren Intensität größer als die des Schwebungssignals ist (z.B. in Abbildung 3.8b). Zum anderen kommt es innerhalb der Glasfaser
zu Mehrfach-Reflektionen an den Endflächen und somit zu Echos, die sich im
Frequenzspektrum als Kamm-Struktur zeigen. Dies ist z.B. in Abbildung 3.8a
(und in Abbildung 6.11 auf Seite 55) zu erkennen. Dadurch haben die angepasste Kurve und damit die ermittelte Breite große Fehlergrenzen.
23
Kapitel 3
Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL)
Gitter 2 für den UV-Bereich ist somit eine geeignete Wahl für den Betrieb des
ECDL. Die Linienbreite kann deutlich reduziert werden. Außerdem wird eine
ausreichende Ausgangsleistung erzielt, wie sie später für den optischen Verstärker nötig ist (siehe Kapitel 6).
3.7. Räumliches Strahlprofil
Die Einhüllende des räumlichen Intensitätsprofils der Laserdiode ist stark elliptisch mit der langen Achse in vertikaler Richtung. Mittels zweier als Teleskop
aufgebauter Zylinderlinsen wird der horizontale Durchmesser vergrößert, so
dass ein annähernd rundes Strahlprofil entsteht. Für eine optimale Einkopplung
der ECDL-Strahlung in den optischen Verstärker (siehe Kapitel 6) sollte an der
Einkoppellinse des Verstärkers ein Gauß-förmiges, rundes Strahlprofil vorliegen.
Abbildung 3.9a zeigt das mit einem Strahl-Profil-Messgerät (CCD-Kamera) aufgenommene räumliche Strahlprofil des ECDL nach den Zylinderlinsen. Das Profil
ist noch elliptisch, wobei durch das Teleskop nun die lange Achse horizontal
liegt. Das Profil ist in horizontaler Richtung annähernd Gauß-förmig (Bestimmtheitsmaß R²=0,993), während es in vertikaler Richtung stärker abweicht
(R²=0,966). Abbildung 3.9b zeigt das Profil kurz vor der Einkoppellinse des optischen Verstärkers, nach Passieren eines Faraday-Isolators. Das räumliche Intensitätsprofil ist an dieser Stelle annähernd kreisförmig und entspricht deutlicher
einem Gauß-Profil (horizontal R²=0,982, vertikal R²=0,992). Der Durchmesser
hat sich horizontal verkleinert auf ca. 0,3 mm (FWHM) und vertikal auf ca.
0,2 mm (FWHM). Somit liegt an der Einkopplung des optischen Verstärkers ein
optimales räumliches Intensitätsprofil vor.
Abbildung 3.9: Räumliches Intensitätsprofil der ECDL-Strahlung mit Schnittbildern in
horizontaler und vertikaler Richtung (weiß markiert). a) nach dem Teleskop; b) vor der
Einkopplung in den optischen Verstärker.
24
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
4. Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Durch die Verwendung eines externen Resonators konnte die spektrale Linienbreite der Laserdiode auf 70 kHz reduziert werden. Der modensprungfreie
Durchstimmbereich wurde damit aber noch nicht vergrößert. Durch den im Verhältnis zur Laserdiode großen externen Resonator ergibt sich sogar ein kleinerer
freier Spektralbereich zwischen den möglichen Lasermoden und somit ein noch
kleinerer modensprungfreier Durchstimmbereich. Durch die Verwendung des
ECDL in Verbindung mit einer speziellen Stabilisierungstechnik wird aber dieser
Durchstimmbereich wesentlich größer als für die frei laufende Laserdiode. In
diesem Abschnitt wird die Funktionsweise dieser Technik vorgestellt und welche
Durchstimmbereiche damit erreicht werden können. Außerdem können mit dieser Technik Modensprünge durch äußere Einflüsse verhindert werden.
4.1. Grundlagen
Wie in Abschnitt 3.1 erklärt, wird durch die Rückkopplung vom Gitter eine longitudinale Mode aus dem Spektrum der Laserdiode selektiert. Um ständig dieselbe
Mode zu erhalten, müssen eine Mode des internen und eine Mode des externen
Resonators immer übereinstimmen. Der Winkel des Gitters und die Länge des
externen Resonators müssen immer an die interne Mode angepasst sein. Wird
einer dieser Parameter geändert, um die emittierte Wellenlänge durchzustimmen, müssen die anderen Parameter ständig angepasst werden. Nur so kann
ein Modensprung verhindert werden. Um gleichzeitig mit der Winkeländerung
(Verschiebung des Verstärkungsprofils des Gitters im Spektrum) eine Änderung
der Resonatorlänge (Verschiebung der externen Moden) zu erreichen, kann das
Gitter um einen bestimmten Punkt außerhalb des Gitters (den Pivot-Punkt) gedreht werden. Die Position dieses Punktes muss sehr genau gewählt werden und
eine spätere Anpassung (z.B. für eine neue Laserdiode) ist meist schwierig [39].
Daher werden in diesem Aufbau beide Änderungen durch die Verwendung von
zwei Piezoaktuator-Gruppen durchgeführt (siehe Abschnitt 3.4). Um die internen Moden im passenden Maße zu verschieben, kann der Strom der Laserdiode
geändert werden. Die einfachste Methode ist die sogenannte „Feed-Forward“Methode [16,40]. Hierbei wird der Strom proportional zur Piezospannung verändert. Das richtige Verhältnis muss entweder in aufwendiger Rechnung oder
experimentell für jede gewünschte Wellenlänge gefunden und regelmäßig angepasst werden. Da die Piezoaktuatoren ihre Länge nicht linear mit der Spannung
ändern, muss die Stromänderung an diesen nichtlinearen Verlauf angepasst
werden [23]. Diese Anpassung erfordert einige Zeit und erlaubt somit keine
Kontrolle in Echtzeit. Zuletzt werden Störungen durch Vibrationen und Temperaturänderungen nicht automatisch kompensiert. Deshalb wird in diesem Aufbau
eine aktive Regelung der Parameter verwendet.
4.2. Das Verfahren der aktiven Regelung
Sowohl das modensprungfreie Durchstimmen als auch die Stabilisierung zur
Kompensierung äußerer Störungen erfordern eine Anpassung des internen Re25
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
sonators an den äußeren oder umgekehrt. Die beiden verwendeten Verfahren
wurde von Thorsten Führer1 entwickelt [41] und im Rahmen dieser Arbeit mit
beiden Laserdioden getestet.
Im ersten Verfahren wird die Spannung der Aktuatoren geändert und damit der
Winkel des Gitters sowie die externe Resonatorlänge geändert. Entsprechend
dazu wird der Strom der Laserdiode angepasst. Dies wird als „Piezo-CurrentLocking“ (kurz PCL) bezeichnet. Bei diesem Verfahren ergeben sich zwei Einschränkungen. Zum einen kann nur der Strombereich zwischen Schwelle und
maximalem Strom verwendet werden. Zum anderen ändert sich mit Anpassen
des Stromes auch die Leistung des Lasers. Ein Vorteil ist, dass hohe Wiederholraten möglich sind. Durchstimmbereiche von 105 GHz mit einer Rate von 11 Hz
wurden erreicht [41].
Im zweiten Verfahren werden die internen Moden der Laserdiode durch Änderung der Temperatur verschoben. Passend dazu werden der Winkel des Gitters
und die externe Resonatorlänge mit den Aktuatoren angepasst. Dies wird als
„Temperature-Piezo-Locking“ bezeichnet (kurz TPL). Dieses Verfahren kann nur
so schnell erfolgen, wie eine Temperaturänderung der Diode möglich ist. Vorteile dieser Methode sind die gleichbleibende Ausgangsleistung aufgrund des
konstanten Stroms und der größere Durchstimmbereich, der theoretisch nur
durch den maximalen Hubweg der Aktuatoren begrenzt ist. Durchstimmbereiche
von 130 GHz in 80 s wurden erreicht [41].
Um Strom bzw. Piezospannung korrekt anzupassen ist ein Fehlersignal nötig,
das ständig Auskunft darüber gibt, ob die beiden Resonatoren in Resonanz sind.
Kommen die beiden außer Resonanz, soll das Fehlersignal außerdem angeben,
in welche Richtung sich die Resonatoren auseinander bewegen. Verschieben sich
die beiden Resonatoren zueinander ändert sich nicht nur die emittierte Frequenz
sondern auch die emittierte Leistung [42]. Diese Fluktuationen werden als „SelfMixing-Interference“ bezeichnet [43] und zur Vermessung von Oberflächenstrukturen verwendet [44,45]. Da beim PCL-Verfahren der Strom geändert wird,
ändert sich die Leistung der Laserdiode ebenfalls. Somit kann die Leistung der
Laserdiode nicht direkt als Fehlersignal dienen. Deshalb wird eine λ/4Verzögerungsplatte innerhalb des externen Resonators platziert. Damit ist die
optische Weglänge des externen Resonators für die beiden Polarisationsrichtungen „horizontal“ und „vertikal“ unterschiedlich. Bei der Änderung einer Resonatorlänge (intern oder extern) verschieben sich damit die beiden Resonatoren für
beide Polarisationen unterschiedlich stark zueinander. Somit ändern sich auch
die Intensitäten der beiden Polarisationen unterschiedlich stark. Eine Änderung
des Verhältnisses der beiden Polarisationen zeigt daher direkt eine Verschiebung
der Resonatoren zueinander. Dabei verschiebt sich das Verhältnis je nach Reduzierung oder Vergrößerung des Resonators in die eine bzw. die andere Richtung.
Daher stellt der Zustand der Polarisation („state of polarisation“, im Folgenden
SOP) unser gesuchtes Fehlersignal dar. Dass der Polarisationszustand hierfür
genutzt werden kann lässt sich auch theoretisch erklären, indem der gesamte
1
AG “Laser und Quantenoptik“, Prof. Dr. Thomas Walther, Institut für Angewandte Physik, TU Darmstadt
26
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
ECDL als Drei-Spiegel-Fabry-Perot betrachtet wird und mit dem Jones-MatrizenFormalismus [32] berechnet wird [46]. Um das Fehlersignal auszulesen, wird
ein Teil des Ausgangssignals des ECDL (ca. 4%) mit einem Strahlteiler abgelenkt
und mit einem Polarisationsstrahlteiler in die Bestandteile „horizontal“ und „vertikal“ aufgeteilt. Die beiden Teilstrahlen werden jeweils mit einer Photodiode
vermessen. Eine elektronische Schaltung bildet deren Differenz, also unser Fehlersignal. Durch das Platzieren einer λ/2-Verzögerungsplatte vor dem Polarisationsstrahlteiler kann das Verhältnis der Polarisationen manuell verschoben
werden. Das Differenzsignal wird bei einer stabilen Konfiguration auf den Wert
Null verschoben. Nun werden Änderungen des Resonators je nach Richtung als
positives oder negatives Fehlersignal angezeigt. Ein PID-Regler1 erzeugt aus diesem Fehlersignal ein Korrektursignal, welches beim PCL-Verfahren den Strom
und beim TPL-Verfahren die Piezoaktuatoren steuert. Kommt es zu einer
Schwankung durch äußere Einflüsse oder einer bewussten Änderung zwecks
Durchstimmen, zeigt das Fehlersignal die Richtung und die Stärke der nötigen
Korrektur an und der PID ändert das Korrektursignal entsprechend. Die bewusste Änderung der Leistung durch die Stromänderung (bei PCL) bewirkt eine
gemeinsame Änderung der Polarisationsanteile und ändert deren Verhältnis
nicht. Das Fehlersignal wird also nicht beeinflusst.
4.3. Aufbau der Stabilisierung
Abbildung 4.1 zeigt den schematischen Aufbau zur Stabilisierung. Ein Strahlteiler lenkt ca. 4% der Ausgangsleistung über einen weiteren Spiegel in den Bereich
zur Analyse („SOP“-Bereich, grün).
Abbildung 4.1: Schematischer Aufbau der Stabilisierung. Ein Teil der Strahlung aus dem
ECDL wird in den Bereich für die Analyse der Polarisation (SOP) gelenkt. Die Signale der
Photodioden werden in der Kontrollbox subtrahiert und verstärkt.
1
PID-100 der Firma TOPTICA ; PID steht für Proportional-, Integral, und Differentialteil der Schaltung.
27
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Ein weiterer Strahlteiler lässt 1/3 dieser Strahlung passieren, die nach einem
variablen Graufilter in eine Faser zum Wavemeter1 eingekoppelt werden. 2/3
der Strahlung werden durch den Strahlteiler reflektiert und durchlaufen die beschriebene λ/2-Platte (10% der Strahlung gehen durch unpassende Anti-ReflexBeschichtung verloren, was für die Messung keine Rolle spielt). Anschließend
wird die Strahlung mit einem Polarisationsstrahlteiler in die beiden horizontal
und senkrecht zur Labortischoberfläche polarisierten Komponenten aufgeteilt.
Diese beiden Strahlen werden von Silizium-Photodioden des Typs „SM05PD1A“
der Firma THORLABS mit einer großen aktiven Zone von 13 mm² aufgenommen.
Um den Einfluss der Raumbeleuchtung zu reduzieren, sind die Photodioden am
Ende eloxierter Metallröhren angebracht. Ohne diese Röhren kann das Fehlersignal beim Ein- und Ausschalten der Raumbeleuchtung schwanken, da durch
die senkrechte Anordnung unterschiedlich viel Licht in beide Photodioden fällt.
(Der Unterschied liegt in einer Größenordnung von 5 mV bei maximaler Verstärkung, was die Stabilisierung beeinflussen kann.) Die Photodioden sind mit 15 V
vorgespannt, was zu einer Anstiegs- und Abklingzeit von weniger als 20 ns führt.
Die Schaltung für Versorgungsspannung und Verstärkung sind in einer Kontrollbox untergebracht (siehe Abbildung 4.2). Eine Abbildung mit Beschriftung der
Bedienelemente und ein Schaltplan finden sich in Anhang C 3. Das verstärkte
Fehlersignal wird zum PID-Regler geleitet. Dessen Ausgangssignal (Korrektursignal) wird je nach Wahl des Verfahrens weitergeleitet. Beim PCL-Verfahren (grün) wird es direkt als Steuersignal an den Stromregler weitergeleitet.
Beim TPL-Verfahren (magenta) kann zusätzlich ein Offset für die Piezoaktuatoren eingestellt werden. Dieses Signal wird auf die zwei Aktuator-Gruppen aufgeteilt, wobei das Signal für Gruppe B um bis zu 20% reduziert werden kann. Mit
einer Abschätzung der Geometrie berechnet sich die nötige Reduzierung auf ungefähr 10%. Damit bleibt ausreichend Spielraum zur Anpassung.
Abbildung 4.2: Schema der Stabilisierungs-Elektronik und des Signalflusses für die beiden
Verfahren PCL (grün) und TPL (magenta).
1
Typ “WS6-600” der Firma TOPTICA
28
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Zum Durchstimmen des Lasers kann ein externes Steuersignal an die Kontrollbox
angeschlossen werden. Vorzugsweise sollte ein Signal von +10 V bis -10 V verwendet werden. Bei vertauschter Polarität kann das Signal in der Kontrollbox
invertiert werden. Außerdem kann das Signal auf 1/100 reduziert oder auf das
22-fache verstärkt werden. Damit kann die Kontrollbox auch mit größeren und
kleineren Spannungen gesteuert werden. Durch die Verstärkung kann zusätzlich
der Durchstimmbereich angepasst werden. So sind neben dem vollen Bereich
(über 100 GHz) auch kleine Bereiche (1 GHz) mit derselben Auflösung möglich.
Das externe Signal wird je nach Verfahren an die Temperatursteuerung (TPL)
oder die Aktuatoren (PCL) weitergeleitet. Beim TPL-Verfahren kann ein Offset
und eine weitere Verstärkung eingestellt werden. Dies ist nötig, da die Temperatursteuerung bei externer Steuerung keine manuelle Kontrolle erlaubt. Somit
kann an der Kontrollbox die Startwellenlänge ausgewählt und die Temperaturänderung, also der Durchstimmbereich eingestellt werden. Beim PCL-Verfahren
wird das Signal an die Piezo-Steuerung angepasst und wieder auf die beiden
Piezo-Gruppen aufgeteilt (mit der eingestellten Winkeländerung).
Die Kontrollbox beinhaltet außerdem die Möglichkeit, die Wellenlänge des
ECDL manuell durchzustimmen. Als Ersatz für die externe Steuerung ist eine
interne Spannung von +10 V bis -10 V verfügbar. Sie kann mit einem Potentiometer eingestellt werden. Dabei stehen zwei verschiedene Potentiometer zur
Verfügung. Zum einen für eine grobe und somit schnelle Einstellung innerhalb
einer ¾-Umdrehung und zum anderen für eine feine und somit langsame Einstellung innerhalb 10 Umdrehungen. Diese manuelle Einstellung erlaubt die Justage des ECDL und das Finden der besten Parameter für das Durchstimmen mit
externer Steuerung. Wie in Abschnitt 2.5 beschrieben, gibt es bestimmte Stromund Temperaturbereiche, die bei der frei laufenden Laserdiode modensprungfrei
sind. Um auch mit ECDL einen möglichst großen modensprungfreien Durchstimmbereich zu erreichen, sollte ein zur gewünschten Wellenlänge passender
Strom- und Temperaturbereich gewählt werden.
Abbildung 4.3 zeigt, wie sich
der Durchstimmbereich durch
Stichproben auf ein Maximum
vergrößern lässt, wenn die prozentuale Winkeländerung über
die Kontrollbox passend gewählt wird. Dabei kann die
Größe
des
Durchstimmbereiches auch von ungünstigen
Startbedingungen
beeinflusst werden. Es lässt
sich lediglich durch die Tendenz von maximalem (gestrichelt Linie) und minimalem
(gepunktete Linie) Bereich das
optimale Verhältnis finden. Die-
Abbildung 4.3: Die Größe des Durchstimmbereiches in Abhängigkeit der Winkeländerung Markiert sind die Maximal- und Minimalwerte.
29
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
ses liegt bei 9% und damit in der Nähe des berechneten Wertes.
4.4. Linienbreite mit Stabilisierung
Bei Verwendung der beschriebenen Stabilisierungstechnik sollte die spektrale
Breite der Laserstrahlung abnehmen, da kleine Fluktuationen der Laserfrequenz
unterdrückt werden. Um dies zu überprüfen wird die Linienbreite bei Einsatz der
beiden Stabilisierungsverfahren PCL und TPL gemessen.
In Tabelle 4.1 sind die Linienbreiten bei Verwendung der verschiedenen Gitter
mit und ohne Stabilisierung aufgeführt. Zuerst wurde die Breite mit Stabilisierung gemessen welche dann für die zweite Messung einfach abgeschaltet wurde.
Damit bleiben die Parameter des Lasers (Wellenlänge, Temperatur, Strom)
gleich. Abbildung 4.4 zeigt exemplarisch das Schwebungssignal bei Verwendung
von Gitter 1 (optimiert für den visuellen Bereich). In beiden Fällen ergibt sich
deutlich eine Gauß-Kurve. Für Gitter 2 (optimiert für den UV-Bereich) ergibt
sowohl ohne als auch mit Stabilisierung ein Voigt-Profil den besten Fit. Mit Gitter 3 (für den UV-Bereich optimiert, mit Goldbeschichtung) ergibt ein GaußProfil den besten Fit. Die Breite kann mit dem PCL-Verfahren um 16% reduziert
werden. Das langsamere TPL-Verfahren brachte in diesem Fall keine Verbesserung gegenüber dem Wert ohne Stabilisierung. Durch den Aufsatz des Gitters
und des Spiegels reduziert sich die Resonanzfrequenz der Hub-/Kipp-Plattform
deutlich von 2 kHz auf ca. 150 Hz (Berechnung nach Angaben des Herstellers).
Um eine Beschädigung des Aktuatoren zu vermeiden muss eine Schwingung, wie
sie z.B. durch den Differentialteil des PID-Reglers entstehen kann, verhindert
werden. Dies schränkt die Geschwindigkeit der TPL-Methode ein, da hierbei der
Piezo zur Korrektur von Störungen verwendet wird.
Abbildung 4.4: Schwebungssignal zur Bestimmung der Linienbreite ohne und mit Stabilisierung bei Gitter 1 (optimiert für den visuellen Bereich).
30
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Für die beiden für den UV-Bereich optimierten Gitter ist bereits die Linienbreite
ohne Stabilisierung sehr gering. Die Stabilisierungsverfahren bringen keine Verbesserung. Die Stabilisierung verhindert Fluktuationen und ein Driften der Wellenlänge auf größeren Zeitskalen. Auf der Zeitskala der Linienbreitenmessung
von 6,6 µs treten diese Effekte und der Einfluss der Stabilisierung nicht in Erscheinung. Die Linie wird sogar ein wenig breiter, was bedeuten kann, dass die
Korrektur von Fluktuationen auf größeren Zeitskalen die Frequenz des Lasers
auf der kurzen Zeitskala von 6,6 µs ebenfalls verschiebt. Bei Laserdiode 2 (bei
850 nm) wird die Linienbreite hingegen um 30% reduziert. Außerdem ändert
sich die Form des Schwebungssignals von einer Gauß-Form (ohne Stabilisierung) zu einer Lorentz-Form (mit PCL-Verfahren). Hier werden also inhomogene
Verbreiterungsmechanismen durch die Stabilisierung unterdrückt.
Gitter 1
ohne Stabilisierung
296(19) kHz
209(14) kHz
mit PCL-Verfahren
248(17) kHz
175(12) kHz
ohne Stabilisierung
Diode 2
(850 nm)
Gitter 3
Gitter 3
Diode 1
(780 nm)
Linienbreite der
Strahlung
Gitter 2
Breite der Schwebung
mit PCL-Verfahren
Gauß: 167(6) kHz
Lorentz: 139(8) kHz
Gauß: 204(8) kHz
Lorentz: 158(10) kHz
69(4) kHz
79(6) kHz
ohne Stabilisierung
108(10) kHz
76(7) kHz
mit PCL-Verfahren
123(10) kHz
87(7) kHz
mit TPL-Verfahren
161(14) kHz
114(10) kHz
ohne Stabilisierung
666(70) kHz
333(35) kHz
mit PCL-Verfahren
327(28) kHz
231(20) kHz
Tabelle 4.1: Spektrale Linienbreite bei Verwendung der verschiedenen Gitter ohne und
mit Stabilisierungstechnik.
Die Stabilisierungsverfahren reduzieren die Linienbreite nur wenn selbige ohne
Stabilisierung noch größer als ca. 200 kHz ist. Wie mehrere Stichproben bei
mehrmaligem Durchstimmen mit Gitter 1 und dem PCL-Verfahren zeigen, bleibt
auch an verschiedenen Positionen eines Durchstimmvorgangs die Linienbreite
unterhalb von 240 kHz.
4.5. Kompensierung von Störungen
Neben der Reduzierung der Linienbreite soll die Stabilisierung Schwankungen
der Wellenlänge durch Störungen von außen (Vibrationen, Temperaturänderungen usw.) ausgleichen. Zur Überprüfung wird hierfür bei stabilem Betrieb des
ECDL die Änderung der Wellenlänge ohne und mit Stabilisierung verfolgt. In
31
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Abbildung 4.5 ist der Verlauf über eine Zeit von 2 Minuten aufgeführt (schwarze
Daten). Ein längerer Zeitraum wird nicht betrachtet, da der ECDL nicht auf eine
feste Wellenlänge stabilisiert ist. Ohne Stabilisierung kommt es zu einem Abdriften und gleichzeitig zu Schwankungen. Mit dem PCL-Verfahren können bei passenden Einstellungen (PCL 1, rote Daten) die Schwankungen reduziert werden,
das Abdriften bleibt erhalten. Mit anderen Einstellungen (größerer Proportionalund Integralfaktor am PID; PCL 2, grüne Daten) kann auch das Abdriften unterbunden werden. Die verbleibenden Oszillationen liegen unterhalb des Auflösungsvermögens des Wavemeters von 100 MHz (entspricht ca. 0,2 pm). Anzumerken ist, dass die Stabilisierung nur Änderungen eines Resonators durch Korrekturen des anderen korrigiert. Es erfolgt noch keine Stabilisierung auf eine
feste Wellenlänge. Der zweite Resonator folgt also Driftbewegungen des ersten
Resonators.
Abbildung 4.5: Stabilität der Wellenlänge ohne Stabilisierung und mit PCL-Verfahren.
4.6. Durchstimmen des ECDL
Eine weitere Hauptaufgabe der Stabilisierungstechnik besteht in der Realisierung
eines großen modensprungfreien Durchstimmbereiches. Um einen möglichst
großen Bereich zu erhalten, müssen die Startbedingungen günstig gewählt werden. Der ECDL muss am Startpunkt stabil laufen und das Fehlersignal muss eine
Wellenlängenänderung des ECDL deutlich anzeigen. Hierfür wird mittels der
λ/2-Platte der SOP-Analyse ein Nulldurchgang des Fehlersignals gewählt, welches bei Änderungen ein starkes Signal von mindestens 50 mV/GHz liefern sollte.
Desweiteren müssen die Verstärkungsprofile von Laser und Gitter günstig positioniert werden (siehe Schema in Abbildung 3.3). Das Gitter-Profil darf während
des Durchstimmens den Bereich, in dem die Laserverstärkung über der Schwelle
liegt, nicht verlassen. Außerdem sollte innerhalb des Gitterprofils nur eine interne Mode die meiste Verstärkung erhalten. Andernfalls kommt es zum Mehrmodenbetrieb oder einem Modensprung. Zuletzt sollte die Wellenlänge der externen Mode leicht unterhalb derjenigen der internen Mode liegen, um den
32
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
ECDL stabil zu halten (siehe Abschnitt 3.4 und [30]). Es zeigte sich außerdem,
dass der Startpunkt für große Durchstimmbereiche (größer als 40 GHz) leicht
abseits der Wellenlänge der freilaufenden Laserdiode gewählt werden sollte, um
durch die Steigung des Laser-Verstärkungsprofils eine einzelne interne Mode zu
selektieren. Dabei kann durch eine Temperaturänderung das LaserVerstärkungsprofil verschoben werden, um den gewünschten Wellenlängenbereich zu erreichen.
Abbildung 4.6: Mehrmaliges, manuelles Durchstimmen über mehr als 128 GHz, mit Gitter 2 (für den UV-Bereich) und PCL-Verfahren für Laserdiode 1 bei 780 nm.
Abbildung 4.6 zeigt ein mehrmaliges, manuelles Durchstimmen mit Gitter 2 (für
den UV-Bereich optimiert), Laserdiode 1 bei 780 nm und PCL-Verfahren. Die
Wellenlänge wurde während des Durchstimmens mittels der Strahlung aus der
SOP-Analyse mit dem Wavemeter „WS6-600“ der Firma TOPTICA gemessen. Es
werden 128 GHz erreicht (bei Ausnutzung des vollen Strombereiches von der
Schwelle bei 38,5 mA bis zum maximalen Strom bei 130mA). Am Ende jedes
Durchstimmvorgangs driftet die Wellenlänge weiter in die Durchstimm-Richtung
ab, wenn nicht ein weiterer Vorgang startet. Dies liegt daran, dass lediglich der
interne Resonator dem externen nachgeführt wird.
33
Kapitel 4
Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL
Zum Test der externen Steuerung der Wellenlänge wird ein Dreiecks-Signal an
der Kontrollbox angeschlossen. Nach der manuellen Auswahl eines guten Startpunktes wird die Amplitude des Steuersignals langsam erhöht und so ein Durchstimmbereich von schließlich 105 GHz erreicht (Abbildung 4.7a). Das Durchstimmen erfolgt über mehrere Minuten stabil.
Abbildung 4.7: Durchstimmen des ECDL mit externer Steuerung beim PCL-Verfahren mit
Gitter 2 und Laserdiode 2 bei 851 nm. a) zu Beginn und über längeren Zeitraum; b) Ausschnitt mit angepasstem Polynom fünfter Ordnung (orange gestrichelt)
Die Spannung am Piezoaktuator verhält sich linear zur externen Steuerspannung, welche sich linear mit der Zeit ändert. Wie Abbildung 4.7b zeigt, ändert
sich jedoch die Wellenlänge nicht linear mit der externen Spannung. Dies liegt
an der nichtlinearen Reaktion der Piezoaktuatoren auf die angelegte Spannung.
Ein Polynom fünfter Ordnung kann an den Verlauf der Wellenlänge angepasst
werden (Bestimmtheitsmaß R²=0,99999), um jedem Punkt der externen Spannung eine Wellenlänge zuordnen zu können. Dies muss bei spektroskopischen
Messungen berücksichtigt werden.
Gitter 2 (optimiert für den UV-Bereich) erweist sich also erneut als gute Wahl für
den ECDL. Das System ist nun in der Lage, bei zwei verschiedenen Wellenlängen
(durch Austausch der Laserdiode) schmalbandige Strahlung zu erzeugen und
diese über mehr als 100 GHz durchzustimmen. Gitter 3 mit Goldbeschichtung
bringt bei Linienbreite und Größe des Durchstimmbereiches dasselbe Ergebnis
wie Gitter 2. Es bietet somit in diesem Bereich keine weiteren Vorteile. Für die
weitere Anwendung wird daher Gitter 2 verwendet.
34
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
5. Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Mit Hilfe der optischen Spektroskopie erlangt die Wissenschaft zahlreiche Erkenntnisse über die Struktur von Atomen und Molekülen [10,17,47-49]. So können aus den Wellenlängen eines Emissions- oder Absorptionsspektrums die
Energiezustände eines Systems bestimmt werden. Aus den Intensitäten der
Emission bzw. der Stärke der Absorption kann auf die Übergangswahrscheinlichkeiten der Zustände geschlossen werden. Dies erlaubt Rückschlüsse auf die
Strukturen der Atomhülle.
Ein bedeutendes Hilfsmittel der optischen Spektroskopie ist der durchstimmbare
Laser. Er bietet die schmale spektrale Linienbreite, die eine hohe Auflösung ermöglicht. Desweiteren überträgt er das räumliche Auflösen des Spektrums mittels diffraktiver Elemente, wie es bei nicht monochromatischen Lichtquellen nötig ist, auf ein zeitliches Durchstimmen. Dadurch entfallen die diffraktiven Elemente und die Messung erlaubt höhere Auflösungen.
In diesem Abschnitt soll gezeigt werden, dass der aufgebaute ECDL zur Spektroskopie geeignet ist. Mit der schmalen spektralen Linienbreite und dem großen
Durchstimmbereich (siehe Kapitel 4) stellt er genau das Instrument dar, das in
der optischen Absorptions-Spektroskopie benötigt wird.
5.1. Das erwartete Spektrum
Als Untersuchungsobjekt zur Spektroskopie wird eine mit gasförmigem Rubidium gefüllte Glaszelle der Firma TOPTICA 1 (Serien-Nr. Rb S329) verwendet. Die
Glaszelle besteht aus Pyrex-Glas, einem Borsilikatglas, das eine geringe thermische Ausdehnung aufweist und hat eine Länge von 100 mm bei einem Durchmesser von 26 mm. Das Gas hat eine sehr geringe Dichte und setzt sich aus den
beiden Isotopen 85Rb und 87Rb im natürlichen Verhältnis von 72,17(2)% [50] zu
27,83(2)% [51] zusammen. Beide Isotope haben deutliche Absorptionslinien im
Bereich von 780 nm und 795 nm.
Rubidium hat die Ordnungszahl 37 und gehört zur Gruppe der Alkalimetalle.
Das Valenzelektron (oder Leuchtelektron) sitzt schwach gebunden im 5s-Orbital.
Alle anderen Elektronen sitzen in abgeschlossenen Schalen. Rubidium verhält
sich somit ähnlich wie Wasserstoff mit nur einem Elektron. Wie im Abschnitt 1.3
beschrieben, koppelt der Spin des Elektrons
mit dem Bahndrehimpuls des
Elektrons zum Gesamtspin
. Bei der Anregung von optischen Dipolübergängen mit der passenden Frequenz wird das Valenzelektron (mit Spin
S=1/2) vom Grundzustand
(L=0, J=1/2) durch Absorption eines Photons in den angeregten Zustand
( -Linie, L=0, J=1/2) oder
( Linie, L=1, J=3/2) gehoben. Dieses Dublett der Feinstruktur ist bereits mit einfachen spektroskopischen Mitteln leicht zu trennen, da es ca. 15 nm auseinander
liegt. Der -Übergang
liegt bei ca. 794,98 nm und somit außer-
1
TOPTICA Photonics AG, http://www.toptica.com
35
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
halb der Reichweite der hier verwendeten Laserdiode. Dagegen liegt der
Übergang
bei 780,2414 nm für 85Rb [50] und mit der IsotopenVerschiebung von 78,095(12) MHz bei 780,2412 nm für 87Rb [51] im Arbeitsbereich des ECDL.
Die Linien werden aufgrund der Hyperfeinaufspaltung (siehe Abschnitt 1.3) weiter aufgespalten. Der Kern hat bei 85Rb den Spin I=5/2 und bei 87Rb den Spin
I=3/2. Somit ergeben sich für die Grundzustände die möglichen Gesamt-Drehimpulse
F=2 und F=3 für 85Rb
und
F=1 und F=2 für 87Rb.
Für die angeregten Zustände ergeben sich
F´=1,2,3,4 für 85Rb
und
F´=0,1,2,3 für 87Rb.
Durch die Auswahlregeln der Quantenmechanik sind nur Übergänge mit
erlaubt. Daher gibt es zu jedem der vier Grundzustände nur drei
Übergänge zu angeregten Zuständen. Wir erhalten somit für jedes Isotop sechs
erlaubte Übergänge. Diese sind in Anhang B als Zahlenwerte und als Grafik aufgeführt. Abbildung 5.1 zeigt die Linien mit ihrer natürlichen Linienbreite und
der Dopplerverbreiterung im Spektrum. Dabei wurden das Häufigkeitsverhältnis
der Isotope und die unterschiedliche Stärke der Kopplungen berücksichtigt
[50,51].
Abbildung 5.1: Theoretisches Spektrum von Rubidium mit der natürlichen Linienbreite
(schwarz) und den dopplerverbreiterten Linien (rot).
Ohne Verbreiterungsmechanismen haben die einzelnen Resonanzen eine
Lorentzform:
36
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
I f   I f 0  
Γ
f
4 2
 f0 
2
 2
 Γ
2
.
(5.1)
Dabei sind die Frequenz,
die Zentralfrequenz des zugehörigen Übergangs
und Γ dessen natürliche Linienbreite, die sich aus der Lebensdauer des angeregten Zustands ergibt: Γ
= 6,0666(18) MHz [50,51].
Da es sich beim Medium um ein Gas handelt, kommt es aufgrund der Bewegung
der Atome zur inhomogenen Dopplerverbreiterung des Spektrums. Durch den
Dopplereffekt wird das einfallende Laserlicht proportional zur Geschwindigkeit
des Atoms zu kleineren (größeren) Frequenzen - bei Bewegung in (entgegen
der) Ausbreitungsrichtung des Lichts - verschoben. Dabei ist die Doppler-verschobene Frequenz:
 v
f D  f 0  f  f 0   1   .
 c
(5.2)
ist die unverschobene Frequenz, v die Geschwindigkeit des Atoms und c die
Lichtgeschwindigkeit, welche wir wegen der geringen Dichte in der Glaszelle als
Vakuumlichtgeschwindigkeit annehmen können. Das Vorzeichen richtet sich
nach der Bewegungsrichtung in Bezug auf die Strahlrichtung.
Innerhalb der Glaszelle können wir thermisches Gleichgewicht annehmen. Die
Häufigkeitsverteilung der Atome ergibt sich daher aus der gaußförmigen Maxwell-Boltzmann-Verteilung:
 mAv 2 
mA
.
N v  
 exp  
 2k T 
2 kB T
B


(5.3)
Dabei sind mA die Masse des Atoms, kB die Boltzmann-Konstante, die Temperatur des Gases und v die Geschwindigkeit. Drückt man die Geschwindigkeit mit
Gleichung (5.2) aus, so erhält man die Anzahl der Atome, die im Frequenzintervall
liegen. Da die absorbierte Intensität proportional zur Anzahl der
Atome ist ergibt sich für das Intensitätsprofil:
 m c  f

I  f   I (f 0 )  exp   A 2

f 0 2kB T


2

.


(5.4)
Wir erhalten somit ein Gaußprofil. Die Halbwertsbreite ergibt sich mit der Bedingung
zu:
f 
f 0 8kBT ln2
.
c
mA
(5.5)
Für die
-Linien von Rubidium liegt die Halbwertsbreite der Doppler-verbreiterten Absorptionslinien bei 512,2 MHz für 85Rb und bei 506,3 MHz für 87Rb für
eine Temperatur von 21 °C.
37
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Die Aufspaltung der Grundniveaus beträgt ca. 3,04 GHz (6,2 pm) für 85Rb bzw.
6,83 GHz (13 pm) für 87Rb und ist somit noch deutlich zu erkennen. Die Aufspaltung der angeregten Niveaus liegt im Bereich zwischen 29 MHz und
267 MHz. Dies liegt zwar über der natürlichen aber noch deutlich unterhalb der
Dopplerbreite von ca. 500 MHz bei Raumtemperatur. Somit sind diese Linien bei
dopplerbehafteter Spektroskopie nicht getrennt auflösbar. Es sind nur noch jeweils die zwei Grundzustände der beiden Isotope klar zu unterscheiden.
Der Effekt der Druckverbreiterung ist bei dem hier herrschenden geringen Druck
von ca. 5
Pa [50,51] bei Raumtemperatur vernachlässigbar und wird daher
nicht berücksichtigt. Abbildung 5.1 zeigt auch das Spektrum unter Berücksichtigung der Dopplerverbreiterung bei 21 °C.
5.2. Lineare Absorptions-Spektroskopie
Bei der linearen Absorptions-Spektroskopie wird die Intensität eines Laserstrahls
nach Passieren eines Mediums gemessen [47]. Die Intensität ergibt sich nach
dem Beer’schen Gesetz aus der einfallenden Intensität zu:
I  x , f   I0 e  (f )x ,
(5.6)
wobei x die zurückgelegte Strecke im Medium und
der frequenzabhängige
Absorptionskoeffizient sind. Für geringe Intensitäten kann diese Beziehung linear als Taylor-Reihe genähert werden, daher die Bezeichnung „lineare“ Spektroskopie:
I  x , f   I0 (1  (f )  x ) .
(5.7)
Bei durchgehend bekannter Laserleistung wird die Wellenlänge des Lasers
durchgestimmt und ein Spektrum aufgenommen. Die Linien dieses Absorptionsspektrums sind Doppler-verbreitert (siehe Abschnitt 5.1).
5.2.1. Der Messaufbau
Abbildung 5.2 zeigt den Aufbau zur Doppler-begrenzten Absorptions-Spektroskopie. Der Laserstrahl des ECDL passiert zunächst den Strahlteiler, an dem ca. 4%
des Strahls zur SOP-Analyse abgezweigt wird (siehe Abschnitt 4.2). Ein weiterer
Strahlteiler zweigt ca. 4% des verbleibenden Strahls zur Messung ab. Nach einem weiteren Filter zur Anpassung der Intensität und einem Spiegel durchläuft
der Laserstrahl die Glaszelle mit dem Rubidiumgas. Die nach Durchlaufen der
Zelle verbleibende Strahlung fällt auf eine Photodiode. Deren Ausgangssignal
wird mit einem Boxcar-Integrator1 ausgelesen. Dieser ermöglicht zum einen die
Auswahl der Geschwindigkeit mit der die Messung erfolgt, zum anderen werden
nur Signale in einem festen Zeitrahmen aufgenommen, dessen Länge und Verzögerung zum Zeitsignal eingestellt werden können. Zudem kann mit dem
Boxcar-Integrator über mehrere Messungen gemittelt werden.
1
Modell “SR250” der Firma STANFORD RESEARCH SYSTEMS: http://www.thinksrs.com/products/SR250.htm
38
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Abbildung 5.2: Aufbau zur Doppler-begrenzten Absorptions-Spektroskopie.
Das Ausgangssignal des Boxcar-Integrators wird mittels einer A/D-Wandlerkarte1
in einem angeschlossenen Computer von einem Computerprogramm2 aufgezeichnet. Auch mit diesem Programm kann über mehrere Messungen gemittelt
werden. Das Programm gibt gleichzeitig über die Messkarte ein Steuersignal aus,
welches zum Durchstimmen des Lasers verwendet wird. Das Steuersignal läuft
linear von +7,46 V bis -7,46 V unterteilt in 4096 Punkte (12 bit). Die Kontrollbox des ECDL wird so eingestellt, dass dieses Signal dem gewünschten Durchstimmbereich von 10 GHz für ein Spektrum aller Linien entspricht. Die Intensität
des Laserlichts in der Rubidium-Zelle wird mittels Filtern so abgestimmt, dass
kein Übersteuern des Boxcar-Integrators auftritt, die Photodiode linear arbeitet,
ein guter Kontrast erreicht und für eine abgedeckte Photodiode gerade noch ein
Messsignal erfasst wird. Auf diese Weise kann eine absolute Messung der Absorption erfolgen.
Zum Durchstimmen des ECDL wird zunächst das PCL-Verfahren (siehe Abschnitt
4.2) verwendet. Dabei wird mit dem Steuersignal die Position der externen Kavität durchgestimmt und die interne Kavität mit dem Strom entsprechend nachgeregelt, um Modensprünge zu verhindern. Mit dem Strom ändert sich auch die
Leistung der Laserdiode und somit die Intensität des Lichts in der RubidiumZelle. Um diesen Effekt von der zu messenden Absorption abziehen zu können,
wird zunächst eine Referenz-Messung abseits der Absorptionslinien durchgeführt. Dabei muss derselbe Strombereich wie bei der späteren Messung verwendet werden. Während der eigentlichen Messung dient der Bereich außerhalb der
Resonanzen zum Vergleich mit der Referenz, um deren Gültigkeit zu überprüfen.
Als zweites Verfahren wird TPL verwendet (siehe Abschnitt 4.2). Der Vorteil ist,
dass der Strom und somit die Leistung der Laserdiode konstant bleiben. Eine Referenzmessung und nachträgliche Korrektur der Messdaten wie beim PCL-Verfahren sind damit unnötig.
1
2
Firma K OLTER ELEKTRONIK
Programm “Clabauter”, Eigenentwicklung der AG Halfmann
39
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Parallel zur Messung der Absorption wird zur Kalibrierung der Wellenlänge des
ECDL diese mit einem Wavemeter gemessen. Das ist nötig, da der Verlauf des
Steuersignals zwar linear ist, die Wellenlängenänderung jedoch nicht (siehe Abbildung 4.7). Aus den Daten des Wavemeters können die Parameter eines Polynoms fünfter Ordnung bestimmt werden, wodurch sich jedem Messpunkt eine
Wellenlänge zuordnen lässt. Hierfür müssen Beginn und Ende der Spektroskopie-Messung in der Wellenlängenmessung erkennbar sein oder z.B. durch
Blockieren des Lasers in beiden Messungen gleichzeitig markiert werden.
5.2.2. Ergebnisse
Abbildung 5.3 zeigt das Doppler-verbreiterte Spektrum von Rubidium zwischen
780,23 nm und 780,25 nm bei Raumtemperatur (21 °C). Hier wurde das TPLVerfahren verwendet, womit eine Korrektur der Transmission nicht nötig wird.
Der Nullpunkt der Transmission entspricht der abgedeckten Photodiode. Das
gemessene Spektrum entspricht qualitativ dem erwarteten Verlauf (siehe Abbildung 5.1). Die Wellenlänge ist um ca. 1,4 pm (ca. 680 MHz) verschoben (rote
Skala). Dies liegt vermutlich an einer veralteten Kalibrierung des verwendeten
Wavemeters1. Die Stärke der Absorption weicht zum Teil von der theoretischen
Vorhersage ab. Dies liegt vermutlich daran, dass die Polarisation des Abfragestrahls nicht exakt der angenommenen entspricht.
Abbildung 5.3: Doppler-behaftetes Absorptions-Spektrum von Rubidium, gemessen mit
dem TPL-Verfahren.
5.3. Dopplerfreie (nichtlineare) Sättigungs-Spektroskopie
Wie im letzten Abschnitt gezeigt, können mit der dopplerbehafteten AbsorptionsSpektroskopie die einzelnen Hyperfein-Übergänge des Rubidiums nicht vollständig aufgelöst werden. Die einzelnen Linien mit gemeinsamem Grundniveau
1
Die absolute Genauigkeit des Wavemeters wird vom Hersteller mit 600 MHz angegeben.
40
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
überlagern sich. Eine hochauflösendere Alternative ist die dopplerfreie Sättigungs-Spektroskopie [47,48,52,53].
5.3.1. Theorie der Sättigungs-Spektroskopie
Zusätzlich zum schwachen „Abfragestrahl“ der linearen Absorptionsspektroskopie durchläuft ein zweiter, deutlich stärkerer „Pumpstrahl“ das Medium in entgegen gesetzter Richtung. Die Strahlen laufen fast antikollinear, damit das Überlagerungsgebiet möglichst groß wird. Die Intensität des zweiten Strahls ist so
groß, dass der zu untersuchende atomare Übergang gesättigt wird. Da sich nun
jeweils die Hälfte der Besetzung im Grundniveau und im angeregten Niveau befindet, ist die Absorption für den Abfragestrahl deutlich reduziert.
Wie schon im Abschnitt 5.1 erläutert, tritt bei Anregung von Gasen der Dopplereffekt auf. Da die beiden Strahlen das Medium entgegengesetzt durchlaufen, hat
die Doppler-Verschiebung der beiden Strahlen ein unterschiedliches Vorzeichen.
Nur für diejenigen Atome, die keine Geschwindigkeitskomponente entlang der
Achse der Strahlen haben, erscheinen die beiden Strahlen gleichzeitig nicht frequenzverschoben. Daher tritt nur in diesem Fall eine Sättigung desjenigen Übergangs auf, der der Frequenz des Abfragestrahls entspricht. Für diese Atome ist
die Absorption des Abfragestrahls reduziert. Diese teilweise Transparenz zeigt
sich im Spektrum in einem Einbruch der Absorption exakt an der Stelle der Resonanzfrequenz jedes Übergangs. Diese Einbrüche werden als Lamb-Dips bezeichnet. Der übrige Bereich entspricht dem Spektrum der Doppler-behafteten
Absorptions-Spektroskopie, da bei diesen Frequenzen nicht beide Strahlen denselben Übergang anregen.
Bei den hohen Intensitäten des Pumpstrahls ist die lineare Näherung (5.7) nicht
mehr gültig. Es liegt eine nichtlineare Anregung vor, wodurch die Linien sättigungsverbreitert werden. Die neue Breite ergibt sich zu:

 f  Γ  1 

I 
.
I sat 
(5.8)
Dabei ist
I sat 
 hc 
33
(5.9)
die Sättigungsintensität, bei der die Hälfte der Besetzung im angeregten Zustand
ist. Die Sättigungsbreite liegt bei den verwendeten Leistungen von 2 mW im Bereich von 60 MHz. Damit sind die meisten Linien der Hyperfeinaufspaltung noch
auflösbar. Zusätzlich ergibt sich bei der Sättigungs-Spektroskopie ein spezieller
Effekt, der von Vorteil und von Nachteil sein kann. Nehmen wir an, zwei Übergänge haben dasselbe Grundniveau und die Frequenzen
bzw. ,deren Abstand kleiner als die Dopplerbreite ist. Dies ist bei Rubidium zum Beispiel der
Fall. Die Frequenz des Lasers und damit der beiden Strahlen liege genau dazwischen:
. Hat nun ein Atom eine bestimmte Geschwindigkeitskomponente
41
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
v
(f 2  f 1 )  c
4  f L
(5.10)
entlang einer der Strahlrichtungen, so wird dieser Strahl im atomaren Referenzsystem zu kleineren Frequenzen frequenzverschoben und treibt den Übergang
der Frequenz
(siehe 5.1). Der entgegen kommende Strahl wird dagegen um
die selbe Frequenz nach oben verschoben und treibt den Übergang der Frequenz
. Abfrage- und Pumpstrahl treiben daher unterschiedliche Übergänge innerhalb
derselben Geschwindigkeitsklasse von Atomen. Der Pumpstrahl sättigt den zu
ihm passenden Übergang, womit für den Übergang des Abfragestrahls weniger
Besetzung im unteren Niveau zur Verfügung steht. Daher wird die Absorption
für den Abfragestrahl reduziert und es entsteht ein Lamp-Dip bei der Frequenz
, das sogenannte Überkreuzungs-Signal (im Englischen „cross-over signal“)
[47,52]. Dies gilt auch für den Fall, in dem sich ein Atom gleich schnell in entgegen gesetzter Richtung bewegt, die Strahlen also ihr Rolle tauschen. Deshalb
ist dieses Überkreuzungs-Signal deutlicher ausgeprägt als die zugehörigen „echten“ Übergänge. Überkreuzungs-Signale werden zum Beispiel oft verwendet, um
die Laser einer Magneto-Optischen Falle zu stabilisieren. Neben diesem Vorteil
ergibt sich der Nachteil, dass das Spektrum um weitere Linien erweitert wird, die
sich eventuell überlagern können.
Bedingung für die Beobachtung von Überkreuzungs-Signalen ist, dass der Abstand zwischen den Frequenzen
und
kleiner als die Dopplerbreite sein
muss. Dies trifft für Rubidium nur für Übergänge mit gemeinsamen Grundzuständen zu (F=1 oder F=2 für 87Rb, bzw. F=2 und F=3 für 85Rb). Eine Überkreuzung zwischen Übergängen verschiedener Grundzustände kann bei normalen Temperaturen nicht beobachtet werden. Die möglichen ÜberkreuzungsSignale für Rubidium sind in Anhang B aufgeführt.
5.3.2. Der Messaufbau
Der Aufbau aus Abschnitt 5.2.1 wird nun leicht angepasst (siehe Abbildung 5.4).
Abbildung 5.4: Aufbau zur Doppler-freien Sättigungs-Spektroskopie.
Wie in Abbildung 5.4 zu sehen läuft der ursprüngliche Strahl des ECDLs nach
Passieren der beiden Strahlteiler und eines weiteren Filters zur Anpassung der
42
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Intensität über einen Spiegel in die Rubidium-Zelle. Dies ist der Pumpstrahl, der
dem Abfragestrahl entgegen läuft. Die beiden Strahlen laufen nicht exakt kollinear, da sie außerhalb der Zelle getrennt werden müssen. Nur das Signal des
Abfragestrahls darf auf die Photodiode fallen. Durch einen großen Abstand der
Spiegel links und rechts der Zelle kann ein kleiner Winkel gewählt werden so
dass die Strahlen sich fast auf der ganzen Länge der Rubidium-Zelle überlappen.
Der Pumpstrahl hat eine Leistung von 2 mW, der Abfragestrahl hat eine Leistung
von 18 µW.
5.3.3. Ergebnisse
Abbildung 5.5 zeigt das Spektrum, dass mittels Sättigungs-Spektroskopie und
dem PCL-Verfahren ermittelt wurde. Innerhalb der Doppler-verbreiterten Absorptionslinien sind nun die Doppler-freien Lamp-Dips erhöhter Transmission zu
erkennen. Links ist der Bereich der Linie des Übergangs von F=1 von 87Rb vergrößert dargestellt. Die einzelnen Hyperfeinlinien und Überkreuzungssignale
sind erkennbar.
Abbildung 5.5: Sättigungs-Spektroskopie an Rubidium mit dem PCL-Verfahren. Die Einbrüche der Absorption sind erkennbar, im linken Teil sind sogar einzelne Hyperfeinlinien
unterscheidbar.
Das mittels Sättigungs-Spektroskopie und TPL-Verfahren ermittelte Spektrum
zeigt Abbildung 5.6. Auch hier sind die Lamp-Dips der erhöhten Transmission zu
erkennen. Einzelne Hyperfeinlinien lassen sich jedoch nicht auflösen. Der Grund
hierfür ist vermutlich, dass im Gegensatz zum Durchstimmen mittels Piezoaktuatoren, die Temperaturänderung nicht in den festen, kleinen Schritten der Steuerspannung erfolgt, sondern zeitlich verzögert ist und über den Sollwert hinaus
gehen kann. In der hier gezeigten Messung lag die Verzögerung zwischen Änderung des Steuersignals und Aufnahme des Messwertes bei 10 µs. Für höhere Auflösungen beim TPL-Verfahren ist es nötig, diesen Abstand deutlich zu vergrößern.
43
Kapitel 5
Spektroskopische Testmessungen an Rubidium
Damit zeigt sich, dass das
PCL-Verfahren am besten für
Messungen geeignet ist, die
in relativ kurzer Zeit über
kleine Bereiche des Spektrums erfolgen (weniger als
10 GHz). Hierbei ändert sich
die Leistung nur geringfügig
und die Auflösung ist ausreichend. Das TPL-Verfahren ist
für Messungen geeignet, die
größere Bereiche des Spektrums
einschließen
(bis
128 GHz) und eine reduzierte
Auflösung haben. Hier ist die
gleich bleibende Intensität ein
großer Vorteil.
Abbildung 5.6: Sättigungs-Spektroskopie
Rubidium mit dem TPL-Verfahren.
an
5.3.4. Variation des Messverfahrens
Mit dem bisher verwendeten Verfahren kann das Spektrum nur einmal durchfahren werden. Um einzelne Linien der Hyperfeinstruktur besser aufzulösen, wird
das Messverfahren leicht variiert. Das Steuersignal ist nun eine symmetrische
Sägezahnspannung von einem Funktionsgenerator. Damit wird dieselbe Stelle
des Spektrums mehrmals abgetastet. Mit einem Oszilloskop wird das Signal der
Photodiode aufgenommen, wobei die Sägezahnspannung als Zeitgeber (Trigger)
dient. Durch Mittelung über mehrere Messungen erhält man so ein deutliches
Signal mit gutem Signal-Rausch-Verhältnis, wie anhand Abbildung 5.7 für die
Übergänge ausgehend von F=2 in 87Rb zu sehen ist. Das System aus ECDL und
Stabilisierung ist somit für spektroskopische Messungen geeignet.
Abbildung 5.7: Spektrum des Übergangs von F=2 von 87Rb gemittelt über 10 Messungen
mit dem PCL-Verfahren.
44
Kapitel 6
Der optische Verstärker
6. Der optische Verstärker
Die Leistung des ECDLs ist für einfache spektroskopische Anwendungen ausreichend. Für viele andere Anwendungen ist aber eine deutlich höhere Leistung
erforderlich. Für den geplanten Betrieb des ECDL als Seed-Laser eines OPO ist
beispielsweise eine Seed-Leistung von wenigstens 300 mW nötig. Durch Lichtleitung an den OPO mittels Faser entstehen außerdem Verluste von ca. 50% bei der
Einkopplung. Deshalb muss die Ausgangsleistung des ECDL noch höher liegen.
Neben der somit erforderlichen Leistung von mindestens 600 mW sollen auch
die positiven Eigenschaften des ECDL, wie schmale spektrale Linienbreite, Stabilität, Durchstimmbarkeit und Strahlprofil erhalten bleiben. Zu diesem Zweck
wird ein optischer Trapez-Verstärker (engl.: „Tapered Amplifier“, im folgenden:
TA) in Verbindung mit dem beschriebenen ECDL als Seed-Laser-System verwendet. Dies bezeichnet man als MOPA-System (Master-Oscillator-Power-Amplifier).
Leistungen von über 5 W sind mit solchen Systemen möglich [54].
6.1. Funktionsweise
Einfache Einmoden-Laserdioden wie sie z.B.
hier im ECDL verwendet werden können keine sehr hohen Leistungen erzielen. Die kleine
Austrittsfacette (wenige µm Kantenlänge)
kann bei höheren Leistungen beschädigt werden. Dagegen bieten Breitstreifenlaser mit
großen Austrittsfacetten und hohen Leistungen keinen einmodigen Betrieb. Die Alternative stellen Trapez-Verstärker dar. Sie bestehen aus einem schmalen Einmoden-Kanal Abbildung 6.1: Aufbau eines
und
einem
trapezförmigen
Verstär- Tapered Amplifier-Chips (Schema)
kungsbereich (siehe rechts). TA-Chips sind im
Wesentlichen wie normale Laserdioden aufgebaut (siehe Abschnitt 2.2). Ihre
Endseiten sind aber antireflexbeschichtet und weisen eine Reflektivität von nur
ca. 1% auf der Eingangsseite und ca. 0,1% auf der Ausgangsseite auf. Der TA
emittiert daher von sich aus nur sehr geringe Strahlungsleistung, da praktisch
keine Mehrfachumläufe in einem Resonator stattfinden. Er verhält sich ohne
Seed-Strahlung wie eine Laserdiode unterhalb der Schwelle. Bei der ohne SeedStrahlung austretenden Strahlung handelt es sich um verstärkte Spontanemission (engl.: „amplified spontaneous emission“, kurz: ASE). Tritt durch die Eingangsseite Seed-Strahlung eines anderen Lasers ein, so kommt es auch bei nur einem
Durchgang durch die vorliegende Besetzungsinversion innerhalb des TA-Chips
und dem verhältnismäßig langen Chip (4 mm) zur Verstärkung dieser Strahlung
durch stimulierte Emission. Dabei bleiben die spektralen Eigenschaften dieser
Seed-Strahlung erhalten. Durch die geringe Reflektivität der Eingangsseite tritt
auch dort Strahlung aus. Kommt es zu Rückreflektion des Ausgangsstrahls, so
wird diese Strahlung im TA in Richtung der Eingangsseite ebenfalls verstärkt
45
Kapitel 6
Der optische Verstärker
und kann die Eintrittsfacette beschädigen. Aus diesem Grund ist Rückstreuung in
den TA zu vermeiden (z.B. durch Verwendung optischer Isolatoren).
Beim verwendeten TA handelt es sich um das Modell „EYP-TPA-01000-4006CMT-04-0000“ der Firma EAGLEYARD 1. Der Chip und damit der Verstärkungsbereich hat eine Länge von 4mm. Die Eingangs-Öffnung hat eine Apertur von
3 µm, die Ausgangs-Öffnung hat eine Apertur von 315 µm [55] (siehe Abbildung
6.1). Die maximale Ausgangsleistung bei ausreichender Seed-Leistung beträgt
1,2 W. Die hier verwendete Stromquelle liefert maximal 2,1 A. Nach Angaben
des Herstellers [55] muss bei diesem Strom mindestens 15 mW Seed-Leistung in
den Verstärker eingekoppelt werden, um eine Leistung von 1 W zu erreichen.
6.2. Anschluss und Halterung
Der TA-Chip wird vom Hersteller auf einem vergoldeten Kupferblock, einem „CMount“ geliefert (siehe Abbildung 6.2b). Dieser beinhaltet eine Bohrung zur Befestigung und einen Metallstreifen als Kontakt für die Kathode. Der Block selbst
fungiert als Anode und zur Wärmeabgabe. Zum elektrischen Anschluss des Chips
und der Kühlung wird eine spezielle Halterung konstruiert. Diese besteht aus
einem Grundkörper aus Kupfer (siehe Abbildung 6.2a), der die Abwärme des TA
mittels eines Peltierelements ableitet (siehe Abschnitt 6.3) und die elektrische
Verbindung zur Anode herstellt, sowie Halterungen aus Messing für die Linsen
zur Ein- und Auskopplung. Der C-Mount wird mit einer Schraube fixiert.
Abbildung 6.2: a) Die Halterung für den TA-Chip mit Stromkontakten, Peltierelement,
Kühlkörper und der Einkoppellinse. Die Auskoppellinse und der zugehörige Rahmen sind
entfernt. b) Der TA-Chip (oben) auf dem Träger („C-Mount“); rechts: Stromkontakt (Bild
aus dem Datenblatt des Herstellers)
1
http://www.eagleyard.com/
46
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Zum Anschluss der Kathode wird der Metallstreifen des TA-Chips mit zwei
Kunststoffschrauben auf den Stromkontakt gepresst, welcher vom restlichen
Körper isoliert ist (siehe auch Abbildungen im Anhang C 5 auf Seite 73). Auf
eine feste Lötverbindung wird verzichtet, da die große Hitze beim Löten den
Chip zerstören kann. Der Leitungswiderstand der gesamten Anschlüsse liegt unterhalb von 0,3 Ω. Der Bereich des Chips wird nach Einsetzen der Linsen durch
Gummidichtungen isoliert. Dies reduziert die Luftzirkulation in der Nähe des
Chips auf ein Minimum. Die gesamte Halterung ist mit einem Schutzlack1 überzogen, der elektrisch isoliert. Nur die Vertiefung zur Aufnahme des C-Mount, die
Kontaktstelle für die Anode und die Unterseite (Fläche des Peltierelements) sind
ausgespart. Der Schutzlack verhindert ein ungewolltes Ableiten des Stroms und
Schädigung des Chips durch elektrostatische Ladung in der Luft. Zusätzlich ist
die gesamte Konstruktion aus Kupferkörper, dessen Halterung und Kühlkörper
mit einer Kunststoffbox abgedeckt, um Beschädigungen zu vermeiden.
6.3. Kühlung
Genau wie bei einfachen Halbleiterlasern sind auch beim TA die zentrale Wellenlänge und die Ausgangsleistung von Stromstärke und Temperatur des TA abhängig. Um einen stabilen Betrieb bei fester Leistung zu gewähren und die Wellenlänge des TA an diejenige des ECDL optimal anzupassen, ist eine Regelung
der Temperatur des TA nötig. Außerdem erzeugt der TA bei einer optischen Ausgangsleistung von 1 W zusätzlich bis zu 4 W an Wärmeleistung. Diese muss abgeführt werden, um den TA vor Überhitzung und somit Zerstörung zu schützen.
Zur Regelung der Temperatur wird ein Peltierelement (Typ „TECB 13“ der Firma
Reichelt Elektronik, Maximalleistung 18,7 W) und die selbe elektronische Regelung wie bei der Laserdiode verwendet (siehe Abschnitt 2.4). Der TA hat mit
dem Kupferkörper über vier Seiten Kontakt (siehe Abbildung 6.2a). Die Aussparung ist so genau wie möglich an die Maße des TA angepasst, damit eine optimale Wärmeleitung gewährleistet ist. Unterhalb des Kupferblocks sitzt das Peltierelement. Unterhalb von diesem wiederum sitzt ein großer Kühlkörper mit Kühlrippen. Die Befestigung zwischen Kupfer- und Kühlkörper erfolgt mittels Kunststoffschrauben, um eine ungewollte Wärmebrücke zwischen diesen zu vermeiden. Für zuverlässigen Wärmetransport zwischen Peltierelement und Kupferbzw. Kühlkörper sorgt eine dünne Schicht Wärmeleitpaste vom Typ „Arctic
Silver 5“, wie sie auch zum Kühlen von Computer-Prozessoren verwendet wird.
Der Kühlkörper hat keinen weiteren Kontakt zum Gehäuse oder dem optischen
Tisch, damit bei der thermischen Ausdehnung des Kühlkörpers die Position des
Verstärker-Chips nicht verändert wird. Die Halterung (Kupferkörper und Halterung der Linsen) hat ein Volumen von ca. 50 cm³. Er verteilt die Wärmeleistung
möglichst gleichmäßig auf die Fläche des Peltierelements und dient außerdem
als Wärmereservoir für den Notfall. Sollte die Temperaturregelung und somit
der Wämetransport durch das Peltierelement ausfallen, erwärmt sich der Körper
1
Urethan 71 der Firma K ONTAKT -CHEMIE
47
Kapitel 6
Der optische Verstärker
(bei fehlender Wärmeableitung) bei Volllast des TA pro Minute um lediglich ca.
1,4 K.
Bei einem maximalen Strom von 2,1 A und einem Spannungsabfall von bis zu
1,8 V (laut Messprotokoll des Herstellers) kann der TA im ungünstigsten Fall
(d.h. keine Umwandlung der elektrischen Leistung in Laserlicht) bis zu 3,8 W an
Wärme erzeugen. Um die gesamte Temperatur-Regelung sowie den Wärmewiderstand und somit die Kühlwirkung des Kühlkörpers zu testen, wird ein Vergleich mit einem Hochlastwiderstand durchgeführt. Dabei wird ein Widerstand
vom Typ „RTO 50F 100“ (100 Ω) der Firma REICHELT ELEKTRONIK verwendet. Es
wird mit einem Netzteil eine Spannung von 20,0(5) V am Widerstand angelegt.
Damit ergibt sich eine Leistung von 4,0(2) W. Der Widerstand wird thermisch
leitend an einem Kupferblock von den Ausmaßen des Trapez-Verstärkers fixiert,
welcher wiederum in die TA-Halterung eingesetzt wird. Zunächst wird der Widerstand ohne Kühlung durch das Peltierelement betrieben und die Temperatur
der Halterung mittels des eingebauten Thermistors gemessen. Laut Berechnung
sollte sich die Halterung innerhalb einer Minute um ungefähr 1,4 K erwärmen.
Wie in Abbildung 6.3a zu sehen ist, erwärmt sich die Halterung ohne Kühlung,
bei Verwendung des Widerstandes, in der ersten Minute um 1,7 K, in der zweiten Minute um 1,2 K. Durch den höheren Wärmewiderstand zwischen den einzelnen Elementen des Halters, wird die Wärme zu Beginn in einem kleineren
Volumen deponiert. Damit ist die Temperaturänderung größer. Nach ungefähr
einer Minute erfolgt der Wärmefluss durch die gesamte Halterung. Der Verlauf
wird linear und die Änderung von 1,2 K liegt leicht unterhalb des berechneten
Wertes, da es auch ohne weiteren Kühlkörper zum Wärmeaustausch mit der
Umgebung kommt.
Abbildung 6.3: a) Temperatur der TA-Halterung und des Hochlastwiderstands bei Betrieb ohne und mit Regelung der Temperatur; b) Temperatur des C-Mounts (Träger des
TA-Chips) bei Emission von 775 mW Ausgangsleistung mit Temperaturregelung.
Die Temperatur des Widerstands selbst steigt ohne Kühlung sehr schnell an. Mit
Kühlung durch das Peltierelement stabilisiert sich die Temperatur des Wider48
Kapitel 6
Der optische Verstärker
stands ungefähr 3 K oberhalb der konstant bleibenden Temperatur der Halterung (welche dem Sollwert von 20 °C der Regelung entspricht). Der Kühlkörper
selbst erwärmt sich bei Volllast auf ca. 45 °C. Mit einem Lüfter kann diese Temperatur auf unter 30 °C reduziert werden.
Nach dieser Prüfung wird die Temperatur des C-Mount (Träger des TA-Chips)
direkt mit einem Thermistor vermessen, während der TA mit Seed-Strahlung
eine Ausgangsleistung von 775 mW emittiert. Wie Abbildung 6.3b zeigt, liegt die
Temperatur während des Betriebs am C-Mount genau wie beim Widerstand um
ca. 3 K höher als an der Stelle des Messfühlers im Kupferblock. Da die Temperaturregelung nur auf den Messfühler im Kupferblock reagiert, muss der Sollwert
der Regelung somit um 3 K geringer eingestellt werden, als die am TA gewünschte. Vermutlich erzeugt der Wärmewiderstand zwischen C-Mount und
Messfühler diesen Temperaturunterschied. Der Wärmewiderstand konnte mittels
Silber-Wärmeleitpaste1 bereits auf ein Mindestmaß reduziert werden. Für die
Halterungen der Linsen gilt, dass diese durch den Schutzlack des Kupferblocks
von diesem teilweise thermisch isoliert sind. Außerdem erfolgt Wärmezufuhr
durch die wärmere Umgebungsluft. Daher liegt die Temperatur der Linsen ungefähr 1,5 K höher als die Temperatur des Kupferblocks.
Für einen sicheren Betrieb wird für die Temperaturregelung des Kupferblocks
eine Temperatur gewählt, die 5,5 K unterhalb der Raumtemperatur liegt. Dadurch wird eine ausreichende Kühlung erreicht und Kondensation an den Linsen
und dem TA vermieden. Wird die Seed-Leistung reduziert, so reduziert sich damit nicht nur die Emission des TA-Chips, sondern auch dessen elektrischer Widerstand und somit die Wärmeabgabe.
6.4. Optiken und Strahlführung
Für die angestrebte Ausgangsleistung des TA von 1 W bei der zur Verfügung stehenden Stromstärke von maximal 2,1 A muss eine Seed-Leistung von mindestens
15 mW in die Eintrittsöffnung eingekoppelt werden (siehe Abschnitt 6.1). Der
ECDL liefert bei stabilem Betrieb ca. 85 mW Ausgangsleistung (nach dem Strahlteiler für die Stabilisierung). Da der ECDL sehr empfindlich auf weitere Rückkopplung reagiert, müssen Reflektionen von der Eintrittsfacette des TA vermieden werden. Deshalb wird eine zweistufige optische Diode2 (Faraday-Isolator)
zwischen ECDL und TA eingesetzt (siehe Abbildung 6.4). Diese bietet eine gemessene Isolation von -29 dB und eine Transmission von bis zu 75%. Da der
Eingang der optischen Diode aus einem Linearpolarisator besteht, wird eine λ/4Platte zur Anpassung der Polarisation vor die Diode gesetzt. Damit kann der horizontal polarisierte Anteil der Strahlung und damit die Einkopplung in die Diode maximiert werden. Nach dem Isolator verbleiben ca. 52 mW an Leistung zur
Einkopplung in den TA. Somit sollte bereits bei einer Einkopplungseffizienz in
den TA von nur 29% (also 15 mW) die Ausgangsleistung von 1 W möglich sein.
Durch die zweistufige Konstruktion des Isolators wird die Polarisation während
1
2
ACHESON Silver DAG 1415 der Firma PLANO G MBH
Typ „DLI 1“ der Firma Gsänger
49
Kapitel 6
Der optische Verstärker
des Durchgangs insgesamt nicht verändert, sondern verbleibt horizontal. Damit
entspricht sie der Polarisation des TA, was eine Voraussetzung für die maximale
Ausgangsleistung ist. Bei senkrechter Polarisation der Seed-Strahlung bezüglich
des TA erreichte der TA in einer Messung nur etwa die Hälfte der Leistung.
Beim Fokussieren eines Laserstrahls setzt die Beugung Grenzen für den minimalen Strahldurchmesser im Fokus. Der Radius a des Airy-Scheibchens als Radius
der nullten Beugungsordnung eines Gauß-förmigen Strahls ergibt sich aus [22]
zu:

a  1,22 f ,
d
(6.1)
mit der Brennweite f der Linse und dem Durchmesser d des kollimierten Laserstrahls. Somit sollten d sehr groß und f möglichst klein gewählt werden. Der
horizontale Durchmesser des Laserstrahls des ECDL wird mit zwei als Teleskop
aufgebauten Zylinderlinsen aufgeweitet. Außerdem kann mit diesen Linsen der
geringe Astigmatismus der Laserdiode behoben werden und der Laserstrahl horizontal gut kollimiert werden. Um diesen Strahl auf die Öffnung des TA mit dem
Radius 1,5 µm zu fokussieren, darf die Brennweite im Falle eines Gauß-förmigen
Strahls maximal 4,3 mm betragen. Für die Einkopplung wird eine asphärische
Linse vom Typ „C610TME-B“ der Firma THORLABS mit einer Brennweite von
4,0 mm, einer numerischen Apertur (NA) von 0,6 und einem nutzbaren Durchmesser von 4,8 mm verwendet. Auf der Ausgangsseite des TA kommt wegen der
starken Divergenz eine Linse des Typs „C330TME-B“ der Firma THORLABS mit
einer Brennweite von 3,1 mm, einer NA von 0,68 und einem nutzbaren Durchmesser von 5,0 mm zum Einsatz.
Abbildung 6.4: Das komplette Lasersystem mit ECDL, SOP-Analyse und optischem Verstärker (TA), sowie den Optiken zur Ein- und Auskopplung.
50
Kapitel 6
Der optische Verstärker
TA-Chips weisen einen starken Astigmatismus auf. Der Ursprung der Strahlung
liegt in vertikaler Richtung am Ausgang des TA, in horizontaler Richtung aber in
einem Punkt innerhalb des Verstärkungsbereiches [56]. Laut Hersteller liegt der
Abstand zwischen diesen Punkten, abhängig von den Betriebsparametern, bei ca.
900 µm [55]. Die Linse wird so eingestellt, dass der Strahl in vertikaler Richtung
kollimiert wird. Der vertikale Durchmesser beträgt nach der Linse ca. 1,5 mm
FWHM. In horizontaler Richtung wird der Laserstrahl nun in einer Entfernung
von ca. 26 mm fokussiert. Daher wird in einer Entfernung von 66 mm eine Zylinderlinse der Brennweite 40 mm positioniert. Dadurch erhält man Kollimation
auch in horizontaler Richtung und einen Durchmesser von ca. 2,5 mm FWHM.
Zum Schutz des TA vor Rückreflektionen (z.B. beim Einkoppeln in eine Faser),
wird eine weitere optische Diode hinter dem TA eingesetzt.
Die Linsen für Ein- und Auskopplung am TA sind in Haltern montiert, die mittels
Schrauben eine Justage in horizontaler und vertikaler Richtung erlauben. Außerdem kann durch das Gewinde der Linsenfassung der Abstand zum TA-Chip
verstellt werden. Mit diesen drei Einstellmöglichkeiten kann die Einkopplung der
Seed-Strahlung optimal eingestellt werden. Zur Vorjustage dient die ASE, die im
freilaufenden Betrieb aus der Eingangsseite des TA austritt. Wird dieser Strahl
mit dem Strahl des ECDL auf dem gesamten Weg bis zum Isolator zur Deckung
gebracht, genügen geringfügige Korrekturen, um Einkopplung zu erreichen. Anschließend kann auf maximale Ausgangsleistung optimiert werden. Für maximale Einkopplung sollten Seed-Strahl und die ASE des TA dasselbe räumliche
Profil haben.
Ein Foto des gesamten MOPA-Systems ohne die Elektronik zeigt Abbildung 6.5.
Abbildung 6.5: Foto des MOPA-Systems mit allen optischen Komponenten. Die SchutzAbdeckungen von ECDL und TA wurden entfernt.
51
Kapitel 6
Der optische Verstärker
6.5. Ausgangsleistung
Nach dem Einbau des TA-Chips in
die Halterung wird die Ausgangsleistung des TA-Chips ohne
Seed-Strahlung gemessen, um die
Funktionsfähigkeit des Chips zu
überprüfen. Abbildung 6.6 zeigt
die Leistung für verschiedene
Ströme am TA im Vergleich mit
den Herstellerangaben1. Die relativ
gute Übereinstimmung bestätigt
die Funktionsfähigkeit des Chips.
Der nichtlineare Anstieg zeigt, dass
sich der TA ohne Seed-Strahlung
wie eine Laserdiode unterhalb der
Schwelle verhält.
Abbildung 6.6: Die Leistung des TA ohne
Seed-Strahlung.
Nach Einkopplung der Seed-Strahlung in den TA-Chip wird die Leistung des TA
erneut gemessen. Die Wellenlänge des ECDL liegt bei 853,30(5) nm. Die Temperatur des TA liegt bei der Betriebstemperatur von ca. 20°C. Abbildung 6.7a zeigt
die Ausgangsleistung für zwei verschiedene Seed-Leistungen in Abhängigkeit der
Stromstärke am TA. Angegeben ist die vor der Einkoppellinse gemessene SeedLeistung. Eine direkte Messung der in den TA eingekoppelten Leistung ist nicht
möglich. Die Leistung von 56,3 mW erreicht der ECDL bei einem Strom von
180 mA und maximaler Auskopplung. Gegenüber der Leistung des TA ohne
Seed-Strahl zeigt sich eine deutliche Steigerung. Es werden maximal 840 mW
erreicht. Erkennbar ist der lineare Verlauf oberhalb von ungefähr 1,2 A bei ausreichender Seed-Leistung (Sättigung). Bei reduzierter Einkopplung in den TA
(weniger als 40 mW) wird dieser Punkt erst bei höheren Strömen (ca. 1,5 A bis
1,7 A) erreicht.
Abbildung 6.7: Ausgangsleistung des TA-Chips a) in Abhängigkeit der Stromstärke am
TA mit und ohne Seed-Strahlung, b) in Abhängigkeit der Seed-Leistung.
1
Laut Messprotokoll des Herstellers
52
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Bei reduzierter Auskopplung, wie sie zur Stabilisierung und zum Durchstimmen
nötig ist, liegt die Seed-Leistung ungefähr bei 40 mW. Abbildung 6.7b zeigt die
Ausgangsleistung des TA-Chips für drei verschiedene Stromstärken in Abhängigkeit der Seed-Leistung. Abhängig vom Speisestrom erreicht der TA den Bereich
der Sättigung zwischen 15 mW und 20 mW. Ab diesem Punkt ist die Ausgangsleistung des TA-Chips nur leicht abhängig von der Seed-Leistung. Damit
bleibt die Ausgangsleistung des TA-Chips auch bei kleinen Korrekturen des
Stroms an der Laserdiode im ECDL (durch die Stabilisierung) nahezu konstant.
Zuletzt wird die Leistung des TA bei verschiedenen Wellenlängen des Seed-Lasers (ECDL) ermittelt. Dies erfolgt bei einer Stromstärke von 2,1 A und der Betriebstemperatur von ca. 20 °C. Abbildung 6.8 zeigt die gemessene Ausgangsleistung des TA-Chips und die zugehörige Seed-Leistung, welche annähernd konstant bleibt. Um mit dem ECDL Wellenlängen von 846 nm bis 858 nm mit konstanter Leistung zu erreichen, muss die Einkopplung leicht erhöht werden (Orientierung der λ/4-Platte bei 15°), womit die Seed-Leistung lediglich 40 mW beträgt (siehe entsprechende Kurve in Abbildung 6.7a). Die Ausgangsleistung des
TA-Chips ist für große Wellenlängen höher als für kleine (Anstieg von ca. 30
mW/nm). Das Maximum der Ausgangsleistung liegt bei der Betriebstemperatur
von 20 °C ungefähr bei 858 nm. Bei höheren Temperaturen verschiebt sich das
Maximum zu höheren Wellenlängen. Außerdem sinkt die Ausgangsleistung insgesamt ab. (Wellenlängen oberhalb von 858,5 nm sind mit dem ECDL nur möglich, indem die Laserdiode über den zulässigen Temperaturbereich hinaus erwärmt wird. Deshalb wird die Messung hier nicht fortgeführt.)
Abbildung 6.8: Leistung des TA bei verschiedenen Seed-Wellenlängen.
Die höhere Ausgangsleistung bei höheren Wellenlängen als der für den TA-Chip
spezifizierten Wellenlänge von 850 nm ist folgendermaßen erklärbar: Da der
Chip durch die AR-Beschichtung keine Kavität aufweist, liegt die Wellenlänge
der ASE-Strahlung meist bei kleineren Wellenlängen, als dies bei einem Resonator ohne AR-Beschichtung der Fall wäre. Daher wird der TA-Chip für eine sichere
53
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Verstärkung der Zielwellenlänge vom Hersteller auf etwas größere Wellenlängen
(Designwellenlänge) ausgelegt. Somit kann der Chip bei dieser hohen Designwellenlänge (abhängig von der Seed-Leistung) besser laufen.
6.6. Wellenlänge der verstärkten Strahlung
Für die Anwendung des TA ist es nötig, dass dieser dieselbe Wellenlänge emittiert wie der Seed-Laser. Nur so ist ein Durchstimmen des gesamten Systems
möglich. Um dies zu überprüfen, wird die Wellenlänge des TA während eines
Durchstimmvorgangs gemessen. Da nur ein Wavemeter zur Verfügung steht,
wird die Wellenlänge des ECDL mehrmals durchgestimmt und abwechselnd die
Wellenlänge des ECDL, dann die des TA und schließlich wieder die des ECDL
gemessen. Das Ergebnis zeigt Abbildung 6.9.
Abbildung 6.9: Wellenlänge des ECDL und des TA während eines Durchstimmvorgangs,
zu den Zeitpunkten t1<t2<t3.
Die Wellenlänge hat einen leichten Drift zu höheren Werten, der in der Zeit zwischen den Messungen (ca. eine Minute) in Erscheinung tritt. Dies liegt daran,
dass der ECDL nicht auf eine feste Wellenlänge stabilisiert wird. Es ist aber
trotzdem ersichtlich, dass die Wellenlänge des TA der Wellenlänge des ECDL
genau folgt.
Bei der Einkopplung in den TA kommt es zu Rückreflektionen der Seed-Strahlung. Trotz optischem Isolator erreicht ein kleiner Teil dieser Strahlung den
ECDL. Da dieser sehr empfindlich auf Rückkopplung reagiert, kommt es zu Änderungen der Wellenlänge und sogar Modensprüngen (siehe Abbildung 6.10).
Diese Fluktuationen können durch die Stabilisierungstechnik unterbunden werden, wenn die Rückkopplung nicht zu stark ist.
54
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Abbildung 6.10: Stabilität der Wellenlänge des TA. Ohne Stabilisierung des ECDL kommt
es zu starkem Abdriften und Modensprüngen.
6.7. Spektrale Linienbreite der verstärkten Strahlung
Die Strahlung des TA soll die Eigenschaften des Seed-Lasers übernehmen. Wie
bereits gezeigt wurde emittiert der TA die Wellenlänge des Seed-Lasers. Nun soll
überprüft werden, ob der TA auch spektral schmalbandig emittiert. Hierfür wird
die Linienbreite wie beim ECDL mit dem Self-Heterodyne-Verfahren gemessen.
Abbildung 6.11 zeigt das gemessene Schwebungssignal ohne und mit Stabilisierung des ECDL.
Abbildung 6.11: Das Schwebungssignal zur Bestimmung der spektralen Linienbreite des
TA ohne Stabilisierung und mit PCL-Verfahren. Die Gaußkurven zur Bestimmung der
Fehler sind gepunktet (kleinste Breite) bzw. gestrichelt (größte Breite) dargestellt.
55
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Die Linienbreite kann mit der Stabilisierung um 41% von 518 kHz auf 306 kHz
reduziert werden (Tabelle 6.1). Bei der Messung kommt es wieder zu der
Kammstruktur weshalb der Fehler relativ groß wird. In der Abbildung sind neben dem automatischen Fit noch die Kurven mit den kleinstmöglichen (gepunktet) und größtmöglichen Breiten (gestrichelt) eingezeichnet. Die Linienbreite
liegt damit etwas höher als der Wert des ECDL bei dieser Wellenlänge (siehe
Abschnitt 4.4). Da die Strahlung des TA die spektralen Eigenschaften des SeedLasers übernimmt, zeigt dies, dass es trotz optischer Diode eine geringe Rückkopplung in den ECDL gibt (siehe Stabilitätsmessung in Abschnitt 6.6), was zur
Vergrößerung der Linienbreite führt.
Tapered Amplifier
ohne Stabilisierung des ECDL
Mit PCL
Breite der Schwebung
kHz
kHz
Linienbreite
kHz
kHz
Tabelle 6.1: Die Breite des Schwebungsignals und die spektrale Linienbreite des TA ohne
Stabilisierung und mit PCL-Verfahren.
6.8. Strahlprofil und Einkopplung in eine Einmoden-Faser
Die Einhüllende des räumlichen Intensitätsprofils weist wie bei Laserdioden typisch eine stark elliptische Form auf. Dies kann durch die Verwendung von Zylinderlinsen oder Prismen zu einem runden Profil geformt werden. Innerhalb
dieser Einhüllenden ist das Profil stark von der Einkopplung des Seed-Lasers abhängig. So kommt es bei ungünstiger Einkopplung zum sogenannten „top-hat“Profil, also einem Plateau. Ist eine Gauß-Form gewünscht, muss diese durch
räumliche Filterung (z.B. mit einer Einmoden-Glasfaser) erreicht werden.
Zudem kommt es innerhalb des Profils häufig zur Bildung von Streifen, sogenannter Filamente [57-61]. Diese sind in vertikaler Richtung orientiert. Die Leistung ist dadurch horizontal auf mehrere Punkte verteilt. Dies reduziert die Effizienz beim Einkoppeln in eine Faser. Zu den vielfältigen Ursachen für die Streifenbildung zählen Ungleichmäßigkeiten in den elektrischen und optischen Eigenschaften des Mediums oder Spannungen bei der Produktion [57]. So kommt
es im TA-Material zu räumlichem Lochbrennen (in diesem Fall Sättigung durch
eine stehende Wellen). Damit wird der Brechungsindex räumlich inhomogen,
was zu Linseneffekten führt [58]. Durch leichtes Neigen des Seed-Strahls sollte
sich diese Streifenbildung reduzieren lassen [57,62]. Im Rahmen dieser Arbeit
konnten die auftretenden Streifen nicht vollständig beseitigt werden. Bei Maximierung der Leistung in einem der Streifen sinkt die Gesamtleistung um 20%
während die Einkopplung in die Faser nur geringfügig verbessert wird.
Um dennoch ausreichend Leistung in die Einmoden-Faser einzukoppeln, wird
der Strahl mittels Auskoppel- und Zylinderlinse aufgeweitet und geformt. Auf
diese Weise können bis zu 43% der nach der optischen Diode anliegenden Leistung die verwendete Einmoden-Faser passieren. Bei geringer Ausgangsleistung
(unter 100 mW) reduziert sich die Streifenbildung und es können bis zu 63%in
die Einmoden-Faser eingekoppelt werden. Abbildung 6.12a zeigt das räumliche
56
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Intensitätsprofil des TA-Chips direkt nach der Zylinderlinse. Deutlich sind die
Streifen zu erkennen, wodurch das Profil in horizontaler Richtung nur geringfügig einem Gauß-Profil ähnelt (R²=0,911). In vertikaler Richtung ist der Verlauf
deutlich besser durch eine Gauß-Form anzupassen (R²=0,970). Der Strahl hat
an dieser Stelle einen horizontalen Durchmesser von ca. 2,5 mm FWHM und
einen vertikalen Durchmesser von ca. 1,2 mm FWHM. Abbildung 6.12b zeigt das
Profil direkt nach Passieren des optischen Isolators. An dieser Stelle ist das Profil
durch die Zylinderlinse bereits horizontal schmaler geworden (horizontaler
Durchmesser: ca. 1,6 mm FWHM).
Abbildung 6.12: Das räumliche Strahlprofil des TA-Chips mit Schnittbildern in horizontaler und vertikaler Richtung (weiß markiert); a) direkt nach der Zylinderlinse; b) nach dem
optischen Isolator.
Abbildung 6.13a zeigt das Profil direkt vor Einkopplung in die Einmoden-Faser.
An dieser Stelle sind die einzelnen Maxima der Streifen zu einem Maximum
überlagert. Das Profil ist ungefähr Gauß-förmig und erlaubt eine Einkopplung
von bis zu 43% in die Einmoden-Faser. Der Strahl hat an dieser Stelle einen horizontalen Durchmesser von ca. 1,4 mm FWHM und einen vertikalen Durchmesser von ca. 0,7 mm FWHM. Abbildung 6.13b zeigt das nun Gauß-förmige
(R²=0,996) Profil direkt nach Passieren der Einmoden-Faser.
Abbildung 6.14 zeigt die erreichte Transmission und einige der räumlichen Intensitätsprofile nach der Zylinderlinse des TA in Abhängigkeit von Seed-Leistung
und Stromstärke am TA. Letztere hat einen deutlichen Einfluss. Unterhalb von
0,9 A unterscheidet sich das Profil deutlich von dem bei höheren Strömen. Die
Einkopplung ist dabei auf das Profil bei maximalem Strom optimiert. Oberhalb
von 1,2 A erhöht sich mit steigendem Strom die Ausprägung der Streifen, was
die Einkopplungseffizienz erniedrigt [58]. Die Seed-Leistung hat dagegen nur
einen geringen Einfluss auf das Profil und damit auf die Transmission der Faser.
57
Kapitel 6
Der optische Verstärker
Da auch die Leistung des TA oberhalb der Sättigung nur gering von der SeedLeistung abhängt (siehe Abschnitt 6.5), wird bei kleinen Korrekturen des
Laserdiodenstroms durch die Stabilisierung die Leistung nach der Faser kaum
beeinträchtigt.
Abbildung 6.13: Das räumliche Strahlprofil des TA-Chips mit Schnittbildern in horizontaler und vertikaler Richtung (weiß markiert); a) direkt vor der Faser; b) nach Passieren der
Einmoden-Faser.
Somit kann nach Isolation und Filterung die erforderliche Leistung von 300 mW
zur Verfügung gestellt werden. Dies ist bis zu einem minimalen Laserdiodenstrom von 140 mA der Fall. Bei Verwendung des PCL-Verfahrens steht damit ein
Durchstimmbereich von ca. 35 GHz zur Verfügung. Das System erfüllt damit die
Anforderungen für den Einsatz als Seed-Laser des OPO und als Fallenlaser einer
Dipolfalle. Bei Verwendung des TPL-Verfahrens bleibt die Leistung konstant,
womit ein Durchstimmbereich von über 100 GHz erreicht werden sollte.
Abbildung 6.14: Die Transmission durch die Einmoden-Faser und einige räumliche Intensitätsprofile in Abhängigkeit von Seed-Leistung (bei 2,1 A) und Stromstärke (bei
56,3 mW Seed-Leistung) am TA.
58
Kapitel 7
Zusammenfassung und Ausblick
7. Zusammenfassung und Ausblick
7.1. Zusammenfassung
Ziel dieser Arbeit war der Aufbau eines durchstimmbaren Lasersystems im nahen
Infrarot zur Anwendung in der Forschung. Es sollte die Spektroskopie, das Injektions-Seeding eines optisch-parametrischen Oszillators und die Nutzung als Fallenlaser einer optischen Dipolfalle ermöglichen. Diese Anwendungsziele erforderten eine geringe spektrale Breite von weniger als 1 MHz, Flexibilität im einstellbaren Wellenlängenbereich im nahen Infrarot, sowie einen großen modensprungfreien Durchstimmbereich von mindestens 30 GHz und Stabilität. Zudem
sollte eine Leistung von mindestens 300 mW am Zielort zur Verfügung stehen.
Um diese Eigenschaften zu erreichen, wurde ein Lasersystem als „masteroscillator-power-amplifier-system“ (MOPA-System) aufgebaut. Es besteht aus
einem Diodenlaser mit externem Resonator („external-cavity-diode-laser“, ECDL)
mit einer speziellen elektronischen Stabilisierung und einem optischen Verstärker (Trapez-Verstärker, „TA“). Der ECDL ermöglicht den flexiblen Einsatz mit
verschiedenen Laserdioden im nahen Infrarot. In dieser Arbeit wurden zwei verschiedene Laserdioden bei 780 nm bzw. 852 nm getestet. Durch die Rückkopplung mit einem optischen Gitter im ECDL und die Stabilisierung wird die Linienbreite der Strahlung deutlich reduziert. Es werden Breiten von weniger als
100 kHz erreicht.
Die Stabilisierung ermöglicht außerdem einen stabilen Betrieb unter Laborbedingungen und erlaubt ein modensprungfreies Durchstimmen von bis zu
128 GHz. Die Technik der Stabilisierung beruht auf dem Verfahren der Polarisations-Spektroskopie und wurde von der Arbeitsgruppe „Laser und Quantenoptik“
des Instituts für Angewandte Physik der TU-Darmstadt entwickelt. In dieser Arbeit wurde die Technik mit einer weiteren Laserdiode erfolgreich getestet und
außerdem ein deutlich vergrößerter Durchstimmbereich erreicht.
Ein optischer Verstärker wurde implementiert, um die Ausgangsleistung des Systems zu erhöhen. Das System aus Halterung, Stromversorgung und Kühlung des
Verstärkers wurde konstruiert und optimiert. Das Problem des nicht Gaußförmigen räumlichen Intensitätsprofils des Verstärkers wurde durch Einsatz einer
Einmoden-Faser als Filter behoben. Die Einkopplung in diese Einmoden-Faser
wurde durch den Einsatz von Linsen zur Strahlformung optimiert. Somit konnte
trotz Verlusten an den optischen Komponenten die gewünschte Leistung von
300 mW am Zielort erreicht werden.
7.2. Ausblick
Das Lasersystem wird in Zukunft als Fallenlaser einer Dipolfalle für ultrakalte
Rubidiumatome in einem Experiment zu stationären Lichtpulsen [4,5] zum Einsatz kommen. Für diesen Einsatzbereich wurde eine Wellenlänge von 852 nm
ausgewählt. Da es eventuell nötig sein wird, die Wellenlänge des Lasersystems
absolut und nicht nur die Resonatoren aufeinander zu stabilisieren, wird zukünf59
Kapitel 7
Zusammenfassung und Ausblick
tig die Stabilisierung des Systems auf einen atomaren Übergang (z.B. in Cäsium
bei 852 nm) implementiert werden.
Zudem soll durch Verwendung einer weiteren Linse großer Brennweite auf einem Verschiebetisch zwischen TA und Faser die Anpassung des Strahlprofils für
die Einkopplung vereinfacht werden. Dies führt hoffentlich auch zu einer weiteren Erhöhung der Einkopplungs-Effizienz.
Um bei gleichbleibender Seed-Leistung noch höhere Ausgangsleistungen des TA
zu erzielen, kann die Stromstärke noch auf bis zu 2,8 A erhöht werden. Außerdem kann die Temperatur des TA-Chips weiter reduziert werden. Dabei ist jedoch darauf zu achten, dass keine Kondensation am TA oder den Linsen auftritt.
Hier kann ein Fluten mit Stickstoff vorsorgen.
60
Anhang A Mathematischer Anhang
Berechnung der Rückkopplung
A. Mathematischer Anhang
1. Berechnung der Rückkopplung
Um die Stärke der Rückkopplung in die Laserdiode zu berechnen, wird der Jones-Matrix-Formalismus verwendet [32]. Dabei werden die einzelnen Elemente
des ECDL als Matrizen dargestellt. Das von der Laserdiode emittierte Licht ist
horizontal linear polarisiert. Es wird im Jones-Formalismus dargestellt als
.
(A.1.1)
Die weiteren Elemente des ECDL sind die λ/4-Platte:
,
(A.1.2)
und das Gitter, welches für horizontale und vertikale Polarisation verschiedene
Beugungseffizienzen h und v aufweist:
.
(A.1.3)
Die schnelle Achse der λ/4-Platte ist gegenüber Polarisation der Laserdiode gedreht. Für diese Berechnung ist die Rückkopplung in Abhängigkeit von dieser
Drehung von Interesse. Für ein optisches Element unter einem Winkel ϴ muss
die entsprechende Jonesmatrix mit den Drehmatrizen multipliziert werden:
,
(A.1.4)
.
(A.1.5)
mit der Drehmatrix
Somit ergibt sich für eine gedrehte λ/4-Platte die Matrix:
. (A.1.6)
Das Licht der Laserdiode durchläuft zunächst die gedrehte λ/4-Platte, wird am
Gitter reflektiert und durchläuft die λ/4-Platte ein zweites Mal. Somit ergibt sich
die Gleichung
.
(A.1.7)
Die Laserdiode verstärkt nur horizontal polarisiertes Licht. Für die Betrachtung
der Rückkopplung ist also nur der horizontale Anteil von Interesse. Dieser ergibt
sich zu:


 h  2h  cos2( )  i (2h  2v )  cos2( )  cos4( )  .

 

(A.1.8)
61
Anhang A Mathematischer Anhang
Berechnung der Rückkopplung
Die vertikale Komponente hat folgende Gestalt:
(h v )   cos( )  sin( )


(A.1.9)

i (h v )   cos( )  sin( )  1  2sin2( )  1  2sin2( )  .





Die Intensität der Rückkopplung ist das Quadrat dieser Komponenten. Der bestimmende Faktor der horizontalen Rückkopplung und auch der Summe beider
Rückkopplungen ist die cos²-Funktion. Beide Funktionen sowie deren Summe
sind in Abbildung A 1.1 für Gitter 1 und in Abbildung A 1.2 für Gitter 2+3 dargestellt. In den Abbildungen in Abschnitt 3.5 ist jeweils nur die Summe der
Komponenten dargestellt.
Abbildung A 1.1: Die Intensität der Rückkopplung, theoretisch berechnet für Gitter 1
(optimiert für den visuellen Bereich).
Abbildung A 1.2: Die Intensität der Rückkopplung, theoretisch berechnet für Gitter 2 + 3
(optimiert für den UV-Bereich).
62
Anhang B Übergänge in Rubidium
B. Übergänge in Rubidium
Die Frequenzen und Wellenlängen im Vakuum der möglichen optischen Übergänge in
85
Rb und 87Rb berechnet nach [50,51]:
85
F=2  F´=1
F=2  F´=2
F=2  F´=3
Frequenz [THZ]
384,232064009(98)
384,232093382(48)
384,232156782(65)
Wellenlänge [nm]
780,23800219(20)
780,237942545(97)
780,23781380(13)
Frequenz [THZ]
F=3  F´=2
384,229057649(48)
F=3  F´=3
384,229121049(65)
F=3  F´=4
384,229241689(58)
Wellenlänge [nm]
780,244107080(97)
780,24397833(13)
780,24373336(12)
87
F=1  F´=0
F=1  F´=1
F=1  F´=2
Frequenz [THZ]
384,234454071(15)
384,234526293(12)
384,2346832339(94)
Wellenlänge [nm]
780,233148858(30)
780,233002203(24)
780,232683517(19)
Frequenz [THZ]
F=2  F´=1
384,227691611(12)
F=2  F´=2
384,2278485513(94)
F=2  F´=3
384,228115203(11)
Wellenlänge [nm]
780,246881070(24)
780,246562373(19)
780,246020886(22)
Rb
85
Rb
Rb
87
Rb
Frequenzen und Wellenlängen im Vakuum für die Überkreuzungs-Signale in Rubidium, berechnet nach den Werten aus obiger Tabelle:
Frequenz [THZ]
F=2F´=1 &
F=2F´=2
384,23207870(15)
F=2 F´=1 &
F=2 F´=3
384,23211040(16)
F=2 F´=2 &
F=2 F´=3
384,23212508(11)
Wellenlänge [nm]
780,23797237(30)
780,23790800(33)
780,23787817(23)
85
Frequenz [THZ]
F=3 F´=2 &
F=3 F´=3
384,22908935(11)
F=3 F´=2 &
F=3 F´=4
384,22914967(11)
F=3 F´=3 &
F=3 F´=4
384,22906073(12)
Wellenlänge [nm]
780,24404271(23)
780,24392022(22)
780,24410083(25)
87
F=1 F´=0 &
F=1 F´=1
F=1 F´=0 &
F=1 F´=2
F=1 F´=1 &
F=1 F´=2
Frequenz [THZ]
384,234490182(27)
384,234568653(24)
384,234447823(21)
Wellenlänge [nm]
780,233075530(55)
780,232916188(50)
780,232842860(43)
87
F=2 F´=1 &
F=2 F´=2
F=2 F´=1 &
F=2 F´=3
F=2 F´=2 &
F=2 F´=3
Frequenz [THZ]
384,227770081(21)
384,227903407(23)
384,227715225(20)
Wellenlänge [nm]
780,246721721(43)
780,246450978(46)
780,246291629(41)
85
Rb
Rb
Rb
Rb
63
Anhang B 1
Abbildung B 1.1: Termschema der
nicht maßstabsgetreu.
64
Berechnung der Rückkopplung
-Übergänge von Rubidium bei 780nm [50,51]
Anhang C 1
Laserdioden
C. Technische Daten
1. Laserdioden
1.1. Laserdidode 1 bei 780nm
Hersteller
Vertrieb über
Typenbezeichnung
Zentralwellenlänge
Ausgangsleistung CW
Spannung
Arbeitsstrom
Maximaler Strom
Laserschwelle (free-run)
Strahldivergenz senkrecht
Strahldivergenz parallel
Arbeitstemperatur (nicht kondensierend)
Sanyo
Thorlabs
DL-7140-201S
780 nm
80 mW
2V
100 mA
140 mA
30 mA
17°
8°
-10 °C bis +60 °C
Pinbelegung:
Pin 1: Ground (LD -)
Pin 2: Photodiode Cathode (–)
Pin 3: Laserdiode Anode (+)
1.2. Laserdidode 2 bei 850nm
Hersteller
Vertrieb über
Typenbezeichnung
Seriennummer (Wafer)
Axcel Photonics
Laser Components
M9-852-0150-S50
S-A11677Y-850-0016ACP1039-B012
Zentralwellenlänge
852,42 nm
Linienbreite FWHM
0,26 nm
Ausgangsleistung CW
150 mW
Spannung
1,9 V
Arbeitsstrom
180 mA
Maximaler Strom
200 mA
Laserschwelle (free-run)
30 mA
Strahldivergenz senkrecht
27°
Strahldivergenz parallel
8°
Arbeitstemperatur (nicht kondensierend) -20 bis +50 °C
Pinbelegung:
Pin 1: Ground (LD -)
Pin 2: -/Pin 3: Laserdiode Anode (+)
65
Anhang C 1
Laserdioden
Abbildung C 1.1a zeigt die Leistungskennlinie der Laserdiode 1 bei 780 nm bei
einer Temperatur von 25 °C im Bereich von 0 bis 120 mA1. Dabei wurde die Leistung des kollimierten Strahls mit einem Powermeter aufgenommen. Verluste
durch die Kollimationslinse werden also nicht erfasst. An die Werte, die deutlich
oberhalb der Schwelle liegen wird eine Gerade angepasst. Durch Verlängerung
dieser Geraden bis zur x-Achse kann der Schwellstrom ermittelt werden. Er liegt
bei dieser Laserdiode bei 33,3(3) mA. Abbildung C 1.1b zeigt die Leistungskennlinie der Laserdiode 2 bei 852 nm bei einer Temperatur von 25 °C im Bereich
von 0 mA bis 200 mA. Hier wird die Leistung mit einer Photodiode aufgenommen und der Strom mit dem Signal eines Funktionsgenerators gesteuert. Die
Kalibrierung der Achsen erfolgt anhand des Triggersignals des Funktionsgenerators und den Werten einer Leistungsmessung mit zwei Powermetern (für die
Bereiche unter und über 100 mW müssen zwei verschiedene Powermeter verwendet werden, da jedes nur für einen bestimmten Leistungsbereich geeignet
ist). Hier liegt der Schwellstrom bei 23,0(3) mA.
Abbildung C 1.1: a) Leistungskennlinie der Laserdiode 1 bei 780 nm, bei 25 °C. b) Leistungskennlinie der Laserdiode 2 bei 852 nm, bei 25 °C.
1
Diese Messung wurde in Zusammenarbeit mit Alexander Scheinert im Rahmen seiner Bachelorarbeit durchgeführt.[63]
66
Anhang C 2
Temperaturfühler
2. Temperaturfühler
Zur Messung und Regelung der Temperatur werden sowohl in der Halterung der
Laserdidode (Typ „TCLDM9“ von THORLABS) als auch in der Halterung des Verstärkerchips (TA) Temperaturfühler eingesetzt. Hierbei handelt es sich um
Thermistoren mit einem Widerstandswert von 10 kΩ bei einer Temperatur von
25 °C. Hersteller ist die Firma GENERAL ELECTRICS (GE), der Thermistor trägt dort
die Bezeichnung „RL0503-5820-97-MS“ und besteht aus dem Material mit der
Typenbezeichnung „D9,7A“. Zwar liegt die absolute Genauigkeit bei nur ±1 K
bei 25 °C aber der Temperaturkoeffizient von 4,39 %/K (bei 25 °C) erlaubt eine
genaue Regelung der Temperatur bis zu ±0,002 K.
Der Widerstand des Thermistors in Abhängigkeit der Temperatur lässt sich nach
folgender Formel berechnen:

R  kΩ   R25  Exp A 

B C D

 .
T T2 T3
(C.2.1)
Dabei ist T die Temperatur in Kelvin,
der Widerstandswert bei 25 °C (hier
10kΩ) und die Konstanten für den Bereich von 0 °C bis 50 °C wie folgt:
A
B
C
D
-1,5470381 × 101
5,6022839 × 103
-3,7886070 × 105
2,4971623 × 107
Die Temperatur des Thermistors aus dem Widerstand lässt sich nach folgender
Formel berechnen:
T K  
1
2
3

 R
 R
 R


  
a  b  ln  R    c  ln  R    d  ln  R   
25  
25  
25   
 
 
 


. (C.2.2)
Dabei ist R der Widerstand in kΩ,
der Widerstandswert bei 25 °C (hier
10 kΩ) und die Konstanten für den Bereich von 32,77 kΩ bis 3,599 kΩ wie
folgt:
a
b
c
d
3,3540170 × 10-3
2,5617244 ×10-4
2,1400943 × 10-6
-7,2405219 × 10-8
67
Anhang C 2
Temperaturfühler
Temperatur [°C]
15
16
17
18
19
20
21
22
23
24
25
26
27
28
29
30
31
32
33
34
35
Widerstand [kΩ]
15,73
15,01
14,33
13,69
13,08
12,50
11,95
11,42
10,92
10,45
10,00
9,57
9,16
8,78
8,41
8,05
7,72
7,40
7,10
6,81
6,53
Tabelle C 2.1: Widerstandswerte des Temperaturfühlers für typische Temperaturen
68
Anhang C 3
Die Kontrollbox
3. Die Kontrollbox
Die Kontrollbox regelt die Weitergabe des Fehlersignals an die entsprechende
Steuerung für Stromstärke, Temperatur und Piezoaktuatoren. Desweiteren kann
durch positive und negative Verstärkung ein externes Steuersignal angepasst
werden und der ECDL manuell durchgestimmt werden.
Abbildung C 3.1: Die Kontrollbox und deren Bedienelemente
A
B
C
D
E
F
G
H
1
2
3
4
5
Manuelles Steuersignal grob (schnell)
Verstärkung des externen Steuersignals
Reichweite der Temperaturänderung (nur bei TPL)
Piezo-Offset (nur bei TPL)
Manuelles Steuersignal fein (langsam)
Verstärkung des Fehlersignals (zum PID)
Temperatur-Offset (nur bei TPL)
Winkeländerung
Auswahl des Steuersignals: manuell / 0 V / Extern
Invertierung des externen Steuersignals Ein / Aus
Auswahl des manuellen Reglers grob (schnell) / fein (langsam)
Stromversorgung: Ein / Aus
Auswahl des Verfahrens: PCL / TPL
69
Anhang C 3
3.1. Schaltplan
70
Die Kontrollbox
Anhang C 4
Das Laserdioden-Dummy-Board
4. Das Laserdioden-Dummy-Board
Zur Kalibrierung der Anzeige der Stromsteuerung wird ein Dummy-Board verwendet. Es ersetzt die Laserdiode und erlaubt die Messung des Stroms ohne die
Laserdiode zu gefährden. Der Strom der Stromsteuerung wird als Spannungsabfall über Widerstände gemessen. Am Ausgang des Dummy-Boards kann ein einfaches Multimeter zur Spannungsmessung angeschlossen werden. Um das
Dummy-Board sowohl für einfache Laserdioden mit Arbeitsströmen unter
700 mA, als auch solche mit Strömen über 2 A (z.B. der TA) nutzen zu können,
stehen per Schalter zwei verschiedene Betriebsmodi zur Verfügung. Je nach Beschaltung der Laserdiode kann die Polarität gewählt werden (Anode als Masse
oder Kathode als Masse).
Zur einfachen Funktionsüberprüfung kann eine eingebaute LED verbunden werden. Da kein Vorwiderstand eingebaut ist, sollten nur kleine Ströme (weniger als
20 mA) verwendet werden.
Zur Messung von Strömen bis 700 mA wird ein Widerstand von 1 Ω mit einem
Fehler von 1% und einer Maximalleistung von 0,6 W verwendet. Der Strom
ergibt sich aus der gemessenen Spannung als 1 mA/mV. Um an der Stromquelle
denselben Spannungsabfall wie bei einer Laserdiode zu erhalten, sind zwei Dioden zum Widerstand in Reihe geschaltet. Die Spannung wird aber nur am Widerstand gemessen, um den dort fließenden Strom zu ermitteln. Wird der Strom
größer als 0,77 A, übersteigt die Wärmeleistung im Widerstand den Toleranzwert. Deshalb ist für höhere Ströme bis 2,2 A eine Parallelschaltung von 4 Widerständen à 2 Ω mit einem Fehler von 1% verfügbar. Der Gesamtwiderstand
von 0,5 Ω sorgt nun für einen Wert von 2 mA/mV. Durch die Parallelschaltung
wird die maximale Leistung erst bei 2,2 A erreicht.
Der Fehler in der Strommessung ergibt sich aus der Ungenauigkeit der Spannungsmessung und der Ungenauigkeit des Widerstandswertes. Aus letzterem
ergibt sich ein Fehler von ±1%, also maximal ±2 mA für den kleinen Strombereich und ±8%, also maximal 0,18 A für den großen Strombereich.
71
Anhang C 4
Das Laserdioden-Dummy-Board
Abbildung C 4.1: Das Laserdioden-Dummy-Board im Metallgehäuse. Von oben nach unten: Anschluss für das Kabel von der Stromquelle, Schalter für die Polarität, Schalter für
die Wahl des Stromes, Schalter für die Wahl zwischen LED und den Widerständen, Anschluss für ein Multimeter.
Abbildung C 4.2: Schaltplan des Dummy-Board zwei Schalter sind Doppelschalter und
betätigen gleichzeitig die Schalter „Polarität“ 1&2, bzw. „Strom“ 1&2.
72
Anhang C 5
Halterung für den optischen Verstärker
5. Halterung für den optischen Verstärker
Die folgenden Abbildungen zeigen die Halterung zur Aufnahme des TA-Chips
(siehe Kapitel 6). Die Halterung beinhaltet den Anschluss der Stromversorgung,
die Temperaturregulierung mittels Peltierelement und Kühlkörper sowie die Halterungen der Linsen für Ein- und Auskopplung.
Abbildung C 5.1: Die Halterung für den TA-Chip ohne Optiken und deren Halterung. a) Von der Austrittsseite gesehen; b) von der Eintrittsseite der SeedStrahlung gesehen.
Abbildung C 5.2: a) Der TA-Chip auf dem Träger („C-Mount“) in der Halterung. Der
Stromkontakt (rechts) wird durch zwei Kunststoffschrauben auf den Stromanschluss
geklemmt. b) Die komplette Halterung für den TA-Chip mit Stromkontakten, Peltierelement, Kühlkörper und Linsen zur Ein- und Auskopplung des Laserlichts.
73
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A. Scheinert, Bachelor-Thesis Am Institut Für Angewandte Physik (2010).
78
Danksagung
Danksagung
An dieser Stelle möchte ich einigen Menschen danken, die mein Studium und
diese Arbeit positiv beeinflusst oder überhaupt erst möglich gemacht haben:
Thomas – Vielen Dank, dass ich diese interessante Arbeit in Deiner Arbeitsgruppe
anfertigen durfte. Du hast mir großes Vertrauen entgegen gebracht und viel
Freiheit gegeben. Ich freue mich auf die weitere Zukunft in Deinem Team.
Shrabana – Thanks for your support and confidence. All the best wishes for you
and your family. Enjoy your time with your daughter and keep your cheerfulness.
Thorsten – Als mein zweiter Betreuer musstest Du mich nehmen wie ich bin und
warst gottseidank zufrieden. Du warst immer für mich da und mehr Kollege als
Vorgesetzter. Danke für Deine Unterstützung, Hilfestellung und Korrekturen bis
spät in die Nacht. Ich freue mich auf unser Projekt und eine spannende Zeit mit
Dir und allen, die wir noch rekrutieren werden.
Holger – Als mein quasi Zweit-Betreuer warst Du immer da, wenn‘s irgendwo
geklemmt hat. Mit einem untrüglichen Gespür für Probleme und deren Ursachen
sowie phänomenalen Kenntnissen der Physik warst Du mir von Anfang an ein
Vorbild! Du hattest im Labor immer den Überblick und wusstest (fast) immer,
wo man suchen muss, um das passende zu finden. Mit Problemen und Fragen ist
man bei Dir nie verloren. Danke auch für die fleißige Vorarbeit mit Bill Gates
neuestem Streich (Word 2007).
Fabian – Wie oft wären wir schon ohne Dich verhungert ! Einen echten Pfälzer
wie Dich sollte jeder haben. Du sorgst immer für gute Laune und lässt einen
nicht alleine. Als Admin bist Du immer zur Stelle und prügelst Dich für uns mit
den Launen der Computer-Systeme herum. Danke dafür!
Georg – Als stets ruhiger und besonnener Mensch sorgst Du immer für Ordnung,
wenn es nötig ist. Du hattest so manche hilfreiche Idee für mich. Ich freue mich
auf viele weitere gemütliche Teerunden und eine produktive Zeit im „Keller“.
Uwe – Du schaffst es, jeden mit einem Lächeln im Gesicht zu motivieren und anzuspornen. Sei es im Labor oder beim Sport. Als unser Trainer hast du uns einiges abverlangt und der Erfolg gab Dir Recht. Mach weiter so!
Florian, Simon und Daniel – Als meine Kollegen wart ihr immer eine Bereicherung. Wir waren stets ein Team und haben uns von den „höheren Rängen“ nie
unterbuttern lassen.
Thorsten Führer – Danke dass ich Deine Entwicklungen so freizügig nutzen durfte und für Deine Unterstützung bei jedem kleinen Problemchen.
Alexandru Popescu und Andreas Rudolf – Danke Euch beiden für die zahlreichen
Hilfestellungen beim TA und der Nutzung eures Equipments.
Lukas Drzewietzki – Danke für Deine guten Ideen und die gute Zusammenarbeit
während des Studiums.
79
Danksagung
Dem gesamten Lauftreff des IAP – Durch euch hab ich gelernt, was in mir steckt
und was man mit Ehrgeiz und Disziplin erreichen kann. Danke für so manches
harte Training. Wir werden den Titel verteidigen, da bin ich mir ganz sicher!
A. - C’est pas ta faute!
MacGyver – Für die Kenntnis, dass es immer eine Lösung und einen Ausweg gibt.
Man muss sich nur genau umsehen und überlegen (und es hilft natürlich, stets
einen Kugelschreiber und einen Faden bei sich zu tragen ).
Meinen Freunden – Danke für all die schönen Momente in meinem bisherigen
Leben. Danke für den nötigen Halt in schwierigen Situationen und Euren Glauben an mich (die Entwicklung des Warp-Antriebs steht dann demnächst auf der
Liste  ).
Meiner Familie – Danke für die ständige Unterstützung in allen Varianten. Danke, dass ihr immer an mich geglaubt und mir meinen Weg ermöglicht habt.
Darmstadt, den 29. September 2010
Frank Blatt
80
Erklärung zur Diplomarbeit
Erklärung zur Diplomarbeit
Hiermit versichere ich, die vorliegende Diplomarbeit ohne Hilfe Dritter nur mit
den angegebenen Quellen und Hilfsmitteln angefertigt zu haben. Alle Stellen,
die aus Quellen entnommen wurden, sind als solche kenntlich gemacht. Diese
Arbeit hat in gleicher oder ähnlicher Form noch keiner Prüfungsbehörde vorgelegen.
Darmstadt, den 29. September 2010
______________________________
(Frank Blatt)
81