Aufbau eines durchstimmbaren MOPA-Systems Setup of a tunable MOPA system Diplomarbeit von Frank Blatt September 2010

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1 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

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3 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

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5 Inhaltsverzeichnis Inhaltsverzeichnis Einleitung Theoretische Grundlagen Spektrale Linienbreite Polarisation Fein- und Hyperfeinstruktur der Alkalimetalle Feinstruktur Hyperfeinstruktur Optische Dipolfallen Die Laserdioden Grundlagen zu Halbleiterdioden Laserdioden Verwendete Laserdioden Strom- und Temperaturregelung Durchstimmbarkeit der Dioden Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL) Grundlagen zu externen Resonatoren Littrow- und Littman-Anordnung Die Verzögerungsplatte Konstruktion des ECDL Einfluss verschiedener Gitter auf Ausgangsleistung und Schwelle Linienbreite des ECDL Theoretische Betrachtung zur Reduzierung der Linienbreite Messung der Linienbreite Räumliches Strahlprofil Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL Grundlagen Das Verfahren der aktiven Regelung Aufbau der Stabilisierung Linienbreite mit Stabilisierung Kompensierung von Störungen Durchstimmen des ECDL Spektroskopische Testmessungen an Rubidium Das erwartete Spektrum Lineare Absorptions-Spektroskopie 38 v v

6 Der Messaufbau Ergebnisse Dopplerfreie (nichtlineare) Sättigungs-Spektroskopie Theorie der Sättigungs-Spektroskopie Der Messaufbau Ergebnisse Variation des Messverfahrens Der optische Verstärker Funktionsweise Anschluss und Halterung Kühlung Optiken und Strahlführung Ausgangsleistung Wellenlänge der verstärkten Strahlung Spektrale Linienbreite der verstärkten Strahlung Strahlprofil und Einkopplung in eine Einmoden-Faser Zusammenfassung und Ausblick Zusammenfassung Ausblick 59 A.... Mathematischer Anhang Berechnung der Rückkopplung 61 B.... Übergänge in Rubidium 63 C.... Technische Daten Laserdioden Laserdidode 1 bei 780nm Laserdidode 2 bei 850nm Temperaturfühler Die Kontrollbox Schaltplan Das Laserdioden-Dummy-Board Halterung für den optischen Verstärker 73 Literaturverzeichnis 75 Danksagung 79 Erklärung zur Diplomarbeit 81 vi

7 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 D 2 -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

8 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 D 2 -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 Master- Oscillator-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

9 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 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 gemessen 1. 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 Schawlow- Townes-Limit [8] h ( ) c, (1.1) laser P mit der Frequenz ν der Strahlung, der Bandbreite Δν c 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) 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

10 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) 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] Feinstruktur Der Eigendrehimpuls (Spin) des negativ geladenen Elektrons erzeugt ein magnetisches Moment mit dem Bohrschen Magneton μ B, dem g-faktor g s des Spins und der magnetischen Quantenzahl m s des Spins. Genauso erzeugt das Elektron durch seine Bewegung um den Atomkern ein magnetisches Moment mit der magnetischen Quantenzahl m l. Bei leichten Atomen, zu denen das hier betrachtete Rubidium zählt (siehe Kapitel 5), ist die Spin-Bahn- Wechselwirkung der einzelnen Elektronen kleiner als die gegenseitige Kopplung der Bahndrehimpulse verschiedener Elektronen oder der Spins untereinander [10]. Die einzelnen Bahndrehimpulse und Spins koppeln zu Gesamt- Bahndrehimpuls 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-Bahn- Aufspaltung. 4

11 Kapitel 1 Theoretische Grundlagen Hyperfeinstruktur Auch der Atomkern hat ein magnetisches Moment mit der magnetischen Quantenzahl m I 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 m F : und 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 U dip ist. Letzteres ist proportional zur Intensität I und antiproportional zur Verstimmung Δ zwischen Laserfrequenz und Resonanzfrequenz des Atoms. Dagegen ist die Streurate Γ str, welche proportional zum unerwünschten Effekt des Übertrags von Energie auf das Atom ist, ebenfalls proportional zur Intensität aber antiproportional zum Quadrat der Verstimmung [11]: I U und dip I 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

12 Kapitel 2 Die Laserdioden 2. Die Laserdioden Bereits 1962, kurz nach der experimentellen Realisierung des ersten Lasers 1, 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 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 E g, 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

13 Kapitel 2 Die Laserdioden Band ist gefüllt. Durch dotieren, d.h. Ersetzen von einzelnen Atomen durch Fremdatome (mehr als cm -3 ), kann diese Fermienergie verändert werden. Donatoren (n-dotierung) erzeugen freie Elektronen im Leitungsband ohne dazugehörige Löcher im Valenzband, die Fermienergie E L liegt damit im Leitungsband. Genauso erzeugen Akzeptoren Löcher im Valenzband (p-dotierung) und die Fermienergie E V 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 LED 1 (ohne Resonator) oder eine Laserdiode (mit Resonator). Die Energie und somit die Frequenz des ausgesendeten Photons (E Ph =hν) ist aufgrund der Bandstruktur nicht exakt festgelegt, sondern kann zwischen der Energie der Bandlücke und der Differenz der Fermienergien liegen: E g <E Ph <(E L -E V ). 1 LED = Light-Emitting-Diode (Licht-Emittierende Diode) 7

14 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 pn- Übergangs 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 I thr (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 Dotierungs- Verhältnis 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

15 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 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 S 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 M 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 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 ELECTRONICS 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: 2 Erhältlich bei der Firma LASER COMPONENTS:

16 Kapitel 2 Die Laserdioden Elemente sind in einer Einschubkassette für Baugruppenträger untergebracht. Das Platinenlayout stammt von Thorsten Führer 1 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 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: L n T L m, (2.2) 2 mit der Resonatorlänge L und der Mode m, einem ganzzahligen Wert. Dies ergibt eine Vielzahl von möglichen longitudinalen Moden und somit Wellenlän- 1 Arbeitsgruppe Laser und Quantenoptik am Institut für Angewandte Physik der TU Darmstadt 10

17 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]: g 0 2 /( ) g E T E T T, (2.3) c h c h. (2.4) Z 2 E T E 0 T /( T ) g g 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 Wavemeter 1 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

18 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

19 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 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

20 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 Θ m 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 sin. (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: m i 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

21 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) 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 Littrow- Anordnung 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) Littrow- Anordnung 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

22 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 Littrow- Anordnung verwendet 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-verzögerungsplatte 1 (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) 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 L 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 übereinander liegen (siehe Abbildung 3.5 und Abbildung 3.6). Diese beiden Aktuatoren werden parallel angesteuert (sie bilden Abbildung 3.5: Kanalbelegung 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 Typ PO-TWP L4-12-UVIR der Firma ALPHALAS (zero-order, tunable, nm)

23 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 Zwei- Komponenten-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 Antireflex- Beschichtung 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

24 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 ν g 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 Schwellen- Verstärkung, 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]) 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

25 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

26 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 UV- Bereich); c) mit Gitter 3 (optimiert für den UV-Bereich mit Gold- Beschichtung). 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 Linienbreite des ECDL 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

27 Kapitel 3 Diodenlaser mit externer Kavität (ECDL) 1 red 2 0 next L ext 1 nintl int. (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 L ext der externen Kavität für den gewünschten Durchstimmbereich ν bei der Frequenz ν, die von der möglichen Änderung der Resonatorlänge L ext abhängt [18]: L L ext. (3.5) Aus diesem Grund wird zur Änderung der Resonatorlänge ein Piezoaktuatorenstapel ( Piezo-Stack ) mit einem großen Hubweg L ext 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 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 Aufbau 1 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-Spektrum- Analysator 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 ext 1 Der verwendete Aufbau wurde von Swen Künzel im Rahmen einer Bachelorarbeit in der AG Halfmann erstellt. 21

28 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 Voigt- Profil. Dann ergibt sich die Linienbreite zu [38]: ,099 ln2 a 1 0,099 ln2 a 4 ln2 a V L L G 2, (3.6) mit a G und a L 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 nm 1 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

29 Diode 2 (850 nm) Diode 1 (780 nm) 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. 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

30 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) 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

31 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 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 Das Verfahren der aktiven Regelung Sowohl das modensprungfreie Durchstimmen als auch die Stabilisierung zur Kompensierung äußerer Störungen erfordern eine Anpassung des internen Re- 25

32 Kapitel 4 Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL sonators an den äußeren oder umgekehrt. Die beiden verwendeten Verfahren wurde von Thorsten Führer 1 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-Current- Locking (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 Self- Mixing-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/4- Verzögerungsplatte 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

33 Kapitel 4 Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL ECDL als Drei-Spiegel-Fabry-Perot betrachtet wird und mit dem Jones-Matrizen- Formalismus [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-Regler 1 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 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

34 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 Wavemeter 1 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-Reflex- Beschichtung 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

35 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

36 Kapitel 4 Stabilisierung und Durchstimmen des ECDL ses liegt bei 9% und damit in der Nähe des berechneten Wertes 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 Gauß- Profil 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

37 Gitter 3 Gitter 3 Gitter 2 Gitter 1 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. Breite der Schwebung Linienbreite der Strahlung Diode 1 (780 nm) ohne Stabilisierung 296(19) khz 209(14) khz mit PCL-Verfahren 248(17) khz 175(12) khz ohne Stabilisierung Gauß: 167(6) khz Lorentz: 139(8) khz Gauß: 204(8) khz Lorentz: 158(10) khz 69(4) khz mit PCL-Verfahren 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 Diode 2 (850 nm) 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 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

38 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 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

39 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 Laser- Verstärkungsprofil 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

40 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

41 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 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 85 Rb und 87 Rb 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, 35

42 Kapitel 5 Spektroskopische Testmessungen an Rubidium halb der Reichweite der hier verwendeten Laserdiode. Dagegen liegt der - Übergang bei 780,2414 nm für 85 Rb [50] und mit der Isotopen- Verschiebung von 78,095(12) MHz bei 780,2412 nm für 87 Rb [51] im Arbeitsbereich des ECDL. Die Linien werden aufgrund der Hyperfeinaufspaltung (siehe Abschnitt 1.3) weiter aufgespalten. Der Kern hat bei 85 Rb den Spin I=5/2 und bei 87 Rb den Spin I=3/2. Somit ergeben sich für die Grundzustände die möglichen Gesamt-Drehimpulse F=2 und F=3 für 85 Rb und F=1 und F=2 für 87 Rb. Für die angeregten Zustände ergeben sich F =1,2,3,4 für 85 Rb und F =0,1,2,3 für 87 Rb. 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

43 Kapitel 5 Spektroskopische Testmessungen an Rubidium Γ 4 2 I f 2 f f 0 I f 0 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 f f f 1 D 0 0 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: 2 m m v A A N v exp 2 k T 2k T. (5.3) B B Dabei sind m A die Masse des Atoms, k B 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 A I f I ( f ) exp 0 2 f 2k T 0 B 2. (5.4) Wir erhalten somit ein Gaußprofil. Die Halbwertsbreite ergibt sich mit der Bedingung zu: f 8kTln2 0 B f. (5.5) c m Für die -Linien von Rubidium liegt die Halbwertsbreite der Doppler-verbreiterten Absorptionslinien bei 512,2 MHz für 85 Rb und bei 506,3 MHz für 87 Rb für eine Temperatur von 21 C. A 37

44 Kapitel 5 Spektroskopische Testmessungen an Rubidium Die Aufspaltung der Grundniveaus beträgt ca. 3,04 GHz (6,2 pm) für 85 Rb bzw. 6,83 GHz (13 pm) für 87 Rb 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 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:, 0 ( f ) x I x f I e, (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: 0 I x, f I (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) 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-Integrator 1 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: 38

45 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-Wandlerkarte 1 in einem angeschlossenen Computer von einem Computerprogramm 2 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 Rubidium- Zelle. 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 Firma KOLTER ELEKTRONIK 2 Programm Clabauter, Eigenentwicklung der AG Halfmann 39

46 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 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 TPL- Verfahren 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 Wavemeters 1. 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 Dopplerfreie (nichtlineare) Sättigungs-Spektroskopie Wie im letzten Abschnitt gezeigt, können mit der dopplerbehafteten Absorptions- Spektroskopie 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

47 Kapitel 5 Spektroskopische Testmessungen an Rubidium überlagern sich. Eine hochauflösendere Alternative ist die dopplerfreie Sättigungs-Spektroskopie [47,48,52,53] 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: Dabei ist I f Γ 1. (5.8) Isat hc I (5.9) sat 3 3 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

48 Kapitel 5 Spektroskopische Testmessungen an Rubidium ( f f ) c 2 1 v 4 fl (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 87 Rb, bzw. F=2 und F=3 für 85 Rb). Eine Überkreuzung zwischen Übergängen verschiedener Grundzustände kann bei normalen Temperaturen nicht beobachtet werden. Die möglichen Überkreuzungs- Signale für Rubidium sind in Anhang B aufgeführt Der Messaufbau Der Aufbau aus Abschnitt 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

49 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 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 87 Rb 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

50 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 an Rubidium mit dem TPL-Verfahren 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 87 Rb 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 87 Rb gemittelt über 10 Messungen mit dem PCL-Verfahren. 44

51 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] 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 und einem trapezförmigen Verstärkungsbereich (siehe rechts). TA-Chips sind im Abbildung 6.1: Aufbau eines Tapered Amplifier-Chips (Schema) 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 Seed- Strahlung 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

52 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 CMT 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 Anschluss und Halterung Der TA-Chip wird vom Hersteller auf einem vergoldeten Kupferblock, einem C- Mount 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)

53 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 Schutzlack 1 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 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 KONTAKT-CHEMIE 47

54 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 Wider- 48

55 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-Wärmeleitpaste 1 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 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 Diode 2 (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/4- Platte 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 ACHESON Silver DAG 1415 der Firma PLANO GMBH 2 Typ DLI 1 der Firma Gsänger 49

56 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

57 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 Schutz- Abdeckungen von ECDL und TA wurden entfernt. 51

58 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 Herstellerangaben 1. 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 Seed- Leistung. 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

59 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

60 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 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 t 1 <t 2 <t 3. 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

61 Kapitel 6 Der optische Verstärker Abbildung 6.10: Stabilität der Wellenlänge des TA. Ohne Stabilisierung des ECDL kommt es zu starkem Abdriften und Modensprüngen 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

62 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 Seed- Lasers 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 Breite der Schwebung Linienbreite ohne Stabilisierung des ECDL khz khz Mit PCL khz khz Tabelle 6.1: Die Breite des Schwebungsignals und die spektrale Linienbreite des TA ohne Stabilisierung und mit PCL-Verfahren 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

63 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

64 Kapitel 6 Der optische Verstärker Da auch die Leistung des TA oberhalb der Sättigung nur gering von der Seed- Leistung 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

65 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 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 zukünf- 59

66 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

67 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 Die weiteren Elemente des ECDL sind die λ/4-platte:. (A.1.1), (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: mit der Drehmatrix, (A.1.4) Somit ergibt sich für eine gedrehte λ/4-platte die Matrix:. (A.1.5). (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 cos ( ) i (2h 2 v ) cos ( ) cos ( ). (A.1.8) 61

68 Anhang A Mathematischer Anhang Berechnung der Rückkopplung Die vertikale Komponente hat folgende Gestalt: 2 2 ( h v) cos( ) sin( ) i ( h v ) cos( ) sin( ) 1 2sin ( ) 1 2sin ( ).(A.1.9) 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 (optimiert für den UV-Bereich). 62

69 Anhang B Übergänge in Rubidium B. Übergänge in Rubidium Die Frequenzen und Wellenlängen im Vakuum der möglichen optischen Übergänge in 85 Rb und 87 Rb berechnet nach [50,51]: 85 Rb F=2 F =1 F=2 F =2 F=2 F =3 Frequenz [THZ] 384, (98) 384, (48) 384, (65) Wellenlänge [nm] 780, (20) 780, (97) 780, (13) 85 Rb F=3 F =2 F=3 F =3 F=3 F =4 Frequenz [THZ] 384, (48) 384, (65) 384, (58) Wellenlänge [nm] 780, (97) 780, (13) 780, (12) 87 Rb F=1 F =0 F=1 F =1 F=1 F =2 Frequenz [THZ] 384, (15) 384, (12) 384, (94) Wellenlänge [nm] 780, (30) 780, (24) 780, (19) 87 Rb F=2 F =1 F=2 F =2 F=2 F =3 Frequenz [THZ] 384, (12) 384, (94) 384, (11) Wellenlänge [nm] 780, (24) 780, (19) 780, (22) Frequenzen und Wellenlängen im Vakuum für die Überkreuzungs-Signale in Rubidium, berechnet nach den Werten aus obiger Tabelle: 85 Rb 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, (15) 384, (16) 384, (11) Wellenlänge [nm] 780, (30) 780, (33) 780, (23) 85 Rb F=3 F =2 & F=3 F =3 F=3 F =2 & F=3 F =4 F=3 F =3 & F=3 F =4 Frequenz [THZ] 384, (11) 384, (11) 384, (12) Wellenlänge [nm] 780, (23) 780, (22) 780, (25) 87 Rb 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, (27) 384, (24) 384, (21) Wellenlänge [nm] 780, (55) 780, (50) 780, (43) 87 Rb 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, (21) 384, (23) 384, (20) Wellenlänge [nm] 780, (43) 780, (46) 780, (41) 63

70 Anhang B 1 Berechnung der Rückkopplung Abbildung B 1.1: Termschema der -Übergänge von Rubidium bei 780nm [50,51] nicht maßstabsgetreu. 64

71 Anhang C 1 Laserdioden C. Technische Daten 1. Laserdioden 1.1. Laserdidode 1 bei 780nm Hersteller Sanyo Vertrieb über Thorlabs Typenbezeichnung DL S Zentralwellenlänge 780 nm Ausgangsleistung CW 80 mw Spannung 2 V Arbeitsstrom 100 ma Maximaler Strom 140 ma Laserschwelle (free-run) 30 ma Strahldivergenz senkrecht 17 Strahldivergenz parallel 8 Arbeitstemperatur (nicht kondensierend) -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 M S50 S-A11677Y A- CP1039-B ,42 nm 0,26 nm 150 mw 1,9 V 180 ma 200 ma 30 ma Zentralwellenlänge Linienbreite FWHM Ausgangsleistung CW Spannung Arbeitsstrom Maximaler Strom Laserschwelle (free-run) 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

72 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 ma 1. 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

73 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 RL 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: B C D R kω R Exp A. (C.2.1) 25 T T 2 T 3 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, , , , Die Temperatur des Thermistors aus dem Widerstand lässt sich nach folgender Formel berechnen: 1. (C.2.2) a b ln R c ln R d ln R R25 R25 R T K 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, , , ,

74 Anhang C 2 Temperaturfühler Temperatur [ C] Widerstand [kω] 15 15, , , , , , , , , , , , , , , , , , , , ,53 Tabelle C 2.1: Widerstandswerte des Temperaturfühlers für typische Temperaturen 68

75 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 Manuelles Steuersignal grob (schnell) B Verstärkung des externen Steuersignals C Reichweite der Temperaturänderung (nur bei TPL) D Piezo-Offset (nur bei TPL) E Manuelles Steuersignal fein (langsam) F Verstärkung des Fehlersignals (zum PID) G Temperatur-Offset (nur bei TPL) H Winkeländerung 1 Auswahl des Steuersignals: manuell / 0 V / Extern 2 Invertierung des externen Steuersignals Ein / Aus 3 Auswahl des manuellen Reglers grob (schnell) / fein (langsam) 4 Stromversorgung: Ein / Aus 5 Auswahl des Verfahrens: PCL / TPL 69

76 Anhang C 3 Die Kontrollbox 3.1. Schaltplan 70

77 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

78 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

79 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 Seed- Strahlung 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