Diploma thesis Ruth Steinborn - QUANTUM

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Ein leistungsstarker
Ytterbium-Faserverstärker
bei 1091 nm für eine
kontinuierliche Lyman-α-Quelle
Diplomarbeit
von Ruth Steinborn
Institut für Physik
Johannes Gutenberg Universität Mainz
September 2009
1. Gutachter: Prof. Dr. Jochen Walz
2. Gutachter: Prof. Dr. Wilfried Nörtershäuser
iii
Inhaltsverzeichnis
1 Einleitung
1
2 Grundlagen
5
2.1
Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.1.1
Laserverstärkung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
5
2.1.2
Laserprinzip . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
8
2.1.3
Laserdioden mit externen Resonatoren . . . . . . . . . . . . .
9
2.2
Ytterbium als Lasermedium . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 10
2.3
Faserverstärker . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.3.1
Allgemeines . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12
2.3.2
Ytterbium-Faserverstärker . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 14
2.4
Fasern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 19
2.5
Einkopplung in Glasfasern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23
2.6
Stecker . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 27
3 Experimenteller Aufbau
29
3.1
Übersicht über den Gesamtaufbau . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
3.2
Lasersystem . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
3.3
3.4
3.2.1
Seed-Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31
3.2.2
Pumplaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
Ytterbium dotierte Fasern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
3.3.1
Konfektionierung der Faserenden . . . . . . . . . . . . . . . . 32
3.3.2
Fasereigenschaften . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
Einkopplung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 37
4 Ergebnisse
39
4.1
Seed-Laser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39
4.2
Pumplaser . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 42
v
Inhaltsverzeichnis
4.3
Vergleich unterschiedlicher Fasern . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 43
4.4
Ausgangsleistungen unterschiedlicher Faserlängen der Nufern-Faser . 45
4.5
Betrachtung des ASE-Anteils bei unterschiedlichen Faserlängen . . . . 47
4.6
Messungen an der 30 m langen Nufern-Faser . . . . . . . . . . . . . . 55
5 Zusammenfassung und Ausblick
59
Literaturverzeichnis
61
vi
1 Einleitung
Diese Arbeit beschäftigt sich mit dem Aufbau eines Ytterbium Faserverstärkers.
Dieser soll Teil eines Lasersystems zur Kühlung von gespeicherten Antiwasserstoffatomen werden.
Antiwasserstoff wurde 1996 zum ersten Mal am CERN erzeugt und nachgewiesen [1]. Diese Antiwasserstoffatome hatten eine Geschwindigkeit von etwa 90% der
Lichtgeschwindigkeit. 2002 ist es dann zum ersten Mal gelungen, kalten Antiwasserstoff aus Antiprotonen und Positronen, die gemeinsam in einer verschachtelten
Penningfalle gespeichert waren, zu erzeugen [2, 3]. Um ihn für weitere Experimente nutzen zu können, soll der so erzeugte Antiwasserstoff in einer Magnetfalle für
neutrale Teilchen gespeichert werden. Ein Fortschritt in diese Richtung wurde 2007
gemacht, als zum ersten Mal in einer kombinierten Falle für geladene und neutrale
Teilchen die Erzeugung von Antiwasserstoff nachgewiesen wurde [4]. Der Nachweis
von gespeicherten Antiwasserstoffatomen war bisher noch nicht möglich.
Mit gespeicherten Antiwasserstoffatomen sollen Experimente durchgeführt werden, mit denen es möglich ist, die Eigenschaften von Materie und Antimaterie zu
vergleichen [5]. Durch Vergleich des extrem scharfen 1S-2S-Übergangs des gewöhnlichen Wasserstoffatoms mit dem entsprechenden Übergang im Antiwasserstoffatom
ist ein Test der CPT-Invarianz denkbar [6]. CPT-Symmetrie, d.h. Symmetrie unter
Ladungskonjugation (Charge), Raumspiegelung (Parity) und Zeitumkehr (Time),
folgt aus der lokalen Quantenfeldtheorie, die dem Standardmodell zugrunde liegt.
Überaus interessant ist ferner die Untersuchung der schweren Masse von Antimaterie [7], die bisher noch nicht direkt gemessen werden konnte.
Durch das inhomogene Magnetfeld der Falle verbreitert und verschiebt sich die
Spektrallinie des 1S-2S-Übergangs durch die Zeemanaufspaltung [8]. Um Messungen
mit großer Genauigkeit an gespeichertem Antiwasserstoff durchführen zu können,
muss dieser zu möglichst tiefen Temperaturen gekühlt werden, damit die Atomwolke
im inhomogenen Feld der Magnetfalle eine möglich geringe Ausdehnung hat und die
Atome sich so in der Nähe des Fallenzentrums, wo das Magnetfeld am kleinsten ist,
1
1 Einleitung
aufhalten.
Zum Kühlen von Wasserstoff-/Antiwasserstoffatomen eignet sich der 1S-2P-Übergang (Lyman-α), die entsprechende Wellenlänge ist 121,56 nm. Mit einer gepulsten Lyman-α-Quelle konnten schon Wasserstoffatome in einer Magnetfalle mittels
Doppler-Kühlen auf 8 mK gekühlt werden [9]. Die Mainzer Arbeitsgruppe arbeitet am Aufbau einer kontinuierlichen Lyman-α-Quelle zum effizienten Kühlen von
Antiwasserstoff [10]. Vorteile einer kontinuierlichen Quelle sind die hohe Effizienz
beim Kühlen, da es keine Beschränkung durch die niedrige Pulswiederholrate der
gepulsten Hochleistungslaser gibt, und die schmalere Bandbreite.
Das Laserlicht bei 121 nm wird durch Vier-Wellen-Mischen in Quecksilberdampf
erzeugt. Vier-Wellen-Mischen ist ein nichtlinearer Prozess, bei dem durch Einstrahlen dreier fundamentaler Strahlen in ein Medium mit nichtverschwindender elektrischer Suszeptibilität dritter Ordnung unter anderem die Summenfrequenz erzeugt
wird. Zur Erhöhung der Konversionseffizienz werden die fundamentalen Laser nahe
an Übergängen des Quecksilberatoms gewählt. Die relevanten Niveaus sind in Abb.
1.1 dargestellt.
Energie
123P
545,5nm
71S
121,56nm
407,9nm
63P
253,7nm
61S
Abbildung 1.1: Für die Erzeugung von Lyman-α im Vier-Wellen-Mischprozess relevante Energieniveaus von Quecksilber.
Da Vier-Wellen-Mischen als nichtlinearer Prozess eine geringe Konversionseffizienz
im Vergleich zu z.B. Frequenzverdopplung im Kristall hat, braucht man zur Erzeugung von Laserlicht der Wellenlänge 121,56 nm leistungsstarke Fundamental-Laser.
2
In Abb. 1.1 sind diese fundamentalen Wellenlängen eingezeichnet. Einen Überblick
über das Lasersystem zur Erzeugung dieser Wellenlängen gibt Abb. 1.2 [11].
Abbildung 1.2: Überblick über das Lasersystem zur Bereitstellung der zur Lymanα-Erzeugung verwendeten Wellenlängen aus Abb. 1.1.
Die Wellenlänge 253,7 nm nahe der 61 S-63 P-Resonanz wird erzeugt durch Frequenzvervierfachung eines Yb:YAG-Scheibenlasers. Dazu wird das Laserlicht zuerst
mit Hilfe eines Lithium-Triborat-Kristalls (LBO) frequenzverdoppelt (SHG: second
harmonic generation) und das dabei entstandene Licht der Wellenlänge 507,4 nm in
einem Beta-Bariumborat-Kristall (BBO) ein weiteres Mal frequenzverdoppelt.
Zur Erzeugung der Wellenlänge 470,9 nm wird ein Verdi gepumpter Titan:SaphirLaser mit Hilfe eines Lithium-Triborat-Kristalls (LBO) frequenzverdoppelt.
Das verbleibende Licht der Wellenlänge 545,5 nm wird durch Frequenzverdopplung eines infraroten Lasers bei 1091 nm erzeugt. Eine andere Möglichkeit, Licht
dieser Wellenlänge zu erzeugen, ist die Verwendung eines Farbstofflasers. Da sich
aber Festkörperlaser als effiziente, leistungsstarke und zuverlässige Laser bewährt
haben, fiel die Entscheidung, das Licht der Wellenlänge 545,5 nm mittels Frequenzverdopplung eines nahinfraroten Lasers bei 1091 nm zu erzeugen. Für diese Wellenlänge gibt es geeignete Festkörperlaser, die gegenüber den Farbstofflasern neben
der hohen Effizienz den Vorteil einer deutlich einfacheren Handhabung haben.
Momentan wird die Wellenlänge 1901 nm von einem kommerziellen YtterbiumFaserlaser- und Verstärkersystem der Firma Koheras bereitgestellt. Dieses System
ist es aus einem Ytterbium-Faserlaser, einem Vorverstärker und einem YtterbiumHochleistungsfaserverstärker aufgebaut und liefert eine maximale Ausgangsleistung
von 9,3 W. Damit konnte nach der Frequenzverdopplung eine Ausgangsleistung von
4,1 W bei 545,5 nm erreicht werden. Bei diesem System trat aber mehrfach das Problem auf, dass durch verstärkte Rückreflexe ein Faserende beschädigt wurde. Das
ganze System musste dann zur Reparatur eingeschickt werden, die oft mehrere Mo-
3
1 Einleitung
nate dauerte. Um diese Zeitverzögerung zu vermeiden, ist momentan die Ausgangsleistung des Verstärkers auf 740 mW beschränkt [11].
Um bei eventuell auftretenden Defekten nicht auf den Reparaturservice von Koheras angewiesen zu sein, soll während dieser Diplomarbeit ein leistungsstarker und
zuverlässiger Ytterbium-Faserverstärker selbst aufgebaut werden. Das zu verstärkende Licht wird dabei von einer Laserdiode bereitgestellt. Mit einem einstufigen Verstärker wird mit diesem Aufbau eine Ausgangsleistung von mindestens einem Watt
erwartet [12].
Die Idee, Glasfasern als Lasermedien zu benutzen, gibt es schon relativ lange,
schon ein Jahr nach der Realisierung des ersten Lasers [13] wurde sie von E. Snitzer
vorgeschlagen [14]. Angetrieben vor allem durch die Forschung im Bereich der Telekommunikationsindustrie haben sie sich seitdem stark weiterentwickelt und werden
inzwischen in vielen weiteren Bereichen eingesetzt. Faserverstärker arbeiten sowohl
im kontinuierlichen als auch im gepulsten Bereich. Durch Dotierung mit verschiedenen Elementen der Lanthanoide lassen sich unterschiedliche Wellenlängenbereiche
abdecken. Prominentestes Beispiel ist hierbei der Erbium-dotierte Verstärker, der
sich für die Wellenlänge 1550 nm, die zur Übertragung in optischen Netzwerken verwendet wird, eignet.
Diese Arbeit gliedert sich in fünf Abschnitte. Es folgt ein Kapitel über die Grundlagen, die zum Verständins der Arbeit wichtig sind. Danach wird der experimentelle
Aufbau erläutert, dabei wird ein Überblick über den Gesamtaufbau gegeben und auf
die wichtigen Komponenten einzeln eingegangen. Das folgende Kapitel schildert die
Ergebnisse dieser Arbeit, dabei wird gezeigt, dass mit einem selbstgebauten System
eine stabile Ausgangsleistung von 3 W erreicht werden konnte.
4
2 Grundlagen
In diesem Kapitel werden die Grundlagen zum Verständnis von Faserverstärkern
erklärt. Dabei wird zuerst das Prinzip des Lasers und der Laserverstärkung erläutert.
Es wird auf die Eigenschaften von Ytterbium als Lasermedium eingegangen und die
Funktion von Glasfasern als Lichtwellenleiter betrachtet.
2.1 Laser
Das Akronym ”Laser” steht für Light Amplification by Stimulated Emission of
Radiation und heißt übersetzt ”Lichtverstärkung durch stimulierte Emission”. Das
Prinzip der Erzeugung kohärenter Strahlung durch stimulierte Emission ist seit den
fünfziger Jahren bekannt [15], die erste experimentelle Realisierung eines Lasers
gelang 1960 [13].
Seit seiner Erfindung wurde der Laser ständig weiterentwickelt und hat in vielen
Bereichen Anwendung gefunden. Im wissenschaftlichen Bereich findet der Laser unter anderem Anwendung in der Spektroskopie und beim Speichern und Kühlen von
Atomen. Aber auch auch in der Medizin, der Materialverarbeitung, der Messtechnik
und vielen anderen Bereichen werden Laser verwendet.
Es gibt viele unterschiedliche Laser, die man nach Beschaffenheit ihres Lasermediums unter anderem in die Klassen Gaslaser, Farbstofflaser, Festkörperlaser und
Diodenlaser einteilt.
2.1.1 Laserverstärkung
Zur kohärenten Verstärkung von Laserlicht wird der Prozess der stimulierten Emission genutzt. Dabei induziert ein einlaufendes Photon in einem angeregten Atom
die Abstrahlung eines weiteren Photons gleicher Energie und Phase. Voraussetzung
dafür ist, dass das einlaufende Photon die für den angeregten Zustand des Atoms
passende Energie E = E2 − E1 = h ν hat (siehe Abb. 2.1). Dabei bezeichnen E 1 und
5
2 Grundlagen
Abbildung 2.1: Der angeregte Zustand E2 zerfällt durch stimulierte Emission in den
Grundzustand E1 und sendet dabei ein Photon aus, dass die gleiche
Energie und Phase wie das einlaufende Photon besitzt.
E 2 die beiden Niveaus, zwischen denen der Übergang stattfindet, ν die Frequenz des
einlaufenden Photons und h das plancksche Wirkungsquantum.
Das Medium, welches man zur Verstärkung von Licht verwendet, wird aktives
Medium genannt. Dieses kann aus Atomen oder Molekülen (Gasen) sowie aus Festkörpern oder Flüssigkeiten bestehen. Zur Verstärkung von Photonen einer bestimmten Energie muss es in dem entsprechenden Medium einen geeigneten Übergang
geben. Damit in dem aktiven Medium mehr Photonen emittiert als absorbiert werden, müssen sich mehr Atome im angeregten Zustand E2 als im Grundzustand E1
befinden, es muss also eine Besetzungsinversion vorliegen.
Bei thermischer Besetzung gilt nach der Boltzmann-Verteilung
g2
hν
N (E2 )
=
· exp (
)<1
N (E1 )
g1
kB T
(2.1)
mit den Besetzungszahlen N (E2 ), N (E1 ) des angeregten- bzw. des Grundzustands,
den statistischen Gewichten g1 , g2 der Zustände, der Boltzmann-Konstante kB und
der absoluten Temperatur T . Nach 2.1 ist also bei einem Zwei-Niveau-System wie
in Abb. 2.1 eine Besetzungsinversion nicht möglich.
Diese lässt sich aber mit Hilfe mindestens eines weiteren Zustandes erreichen.
Dabei lassen sich drei Grundtypen unterscheiden, diese sind in Abb. 2.2 dargestellt.
Bei realen Atomen können deutlich mehr Niveaus beteiligt und die Niveausysteme
deutlich komplizierter sein. Zur Beschreibung des Laserprozesses kann das System
aber immer auf einen der drei Grundtypen vereinfacht werden.
In Abb. 2.2 a wurde das System aus Abb. 2.1 um ein weiteres Niveau E 3 oberhalb
des oberen Laserniveaus E 2 ergänzt. In dieses Niveau wird gepumpt. Da Niveau E 3
eine sehr kurze Lebensdauer hat, geht das angeregte Elektron sehr schnell strahlend
oder strahlungslos in das langlebige Niveau E 2 über. Auf diese Weise können die
6
2.1 Laser
Abbildung 2.2: a: Drei-Niveau-System, bei dem das untere Laserniveau dem unteren
Pumpniveau entspricht, b: Drei-Niveau-System, bei dem das obere Laserniveau dem oberen Pumpniveau entspricht, c: Vier-NiveauSystem.
Elektronen aus dem Grundzustand E 1 über das Niveau E 3 in das langlebige Niveau
E 2 gebracht werden und so eine Besetzungsinversion der Laserniveaus E 1 und E 2
schaffen. Dieses System wird als Drei-Niveau-System bezeichnet, bei dem das untere
Laserniveau dem unteren Pumpniveau entspricht.
Abb. 2.2 b zeigt dagegen ein Drei-Niveau-System, bei dem das obere Laserniveau
dem oberen Pumpniveau entspricht. Hier wurde ein Zwei-Niveau-System um einen
weiteren Zustand E 0 ergänzt, der unter dem unteren Laserniveau E 1 liegt. Bei diesem System werden die Elektronen aus dem Grundzustand E 0 durch Pumpen in das
Niveau E 2 gebracht. Aus diesem Zustand können sie dann durch stimulierte Emission in das untere Laserniveau E 1 abgeregt werden. Dieses ist sehr kurzlebig, sodass
die Elektronen schnell strahlend oder strahlungslos wieder in den Grundzustand E 0
übergehen.
Da bei dem ersten System (Abb. 2.2 a) ursprünglich praktisch alle Atome im
Grundzustand sind, erfordert die Herstellung einer Inversion eine viel höhere Pumpleistung als im Falle des zweiten System (Abb. 2.2 b). Erfolgt hier nämlich die Abregung von E 1 nach E 0 ausreichend schnell, so bleibt das Niveau E 1 nur schwach
besetzt und die Inversion kann allein durch die Zahl der angeregten Atome N (E 2 )
hergestellt werden [16]. Aus diesem Grund lässt sich Laserverstärkung bei optisch
gepumpten Systemen kontinuierlich nur mit Drei-Niveau-Systemen verwirklichen,
bei denen das obere Laserniveau dem oberen Pumpniveau entspricht. Bei DreiNiveau-Systemen, die Abb. 2.2 a entsprechen ist kontinuierlicher Betrieb nur mit
nicht-optischer Anregung möglich.
Beim Vier-Niveau-System (siehe Abb. 2.2 c) wird das Zwei-Niveau-System analog zu den beiden vorher beschriebenen Fällen mit zwei weiteren Niveaus ergänzt.
7
2 Grundlagen
Wie beim Drei-Niveau-System (Abb. 2.2 a) wird in einen kurzlebigen Zustand E 3
gepumpt, der in einen langlebigen Zustand E 2 zerfällt, welcher das obere Laserniveau bildet. Durch stimulierte Emission wird dieser Übergang in einen kurzlebigen
Zustand E 1 , das untere Laserniveau, abgeregt. Dessen schneller Zerfall in den Grundzustand E 0 gewährleistet die Entvölkerung des unteren Laserniveaus und erleichtert
die Inversion.
2.1.2 Laserprinzip
Da die Verstärkung bei den meisten Lasermedien sehr gering ist, muss eine größere Wechselwirkungslänge von Laserlicht und aktivem Medium erreicht werden. Zu
diesem Zweck wird das aktive Medium zwischen Resonatorspiegel gebracht. Dabei
ist im Normalfall einer teildurchlässig und der andere vollreflektierend. Eine Skizze
hierzu ist in Abb. 2.3 dargestellt. Der Resonator spielt eine zentrale Rolle für den
Betrieb des Lasers. Der Beginn des Laserprozesses wird durch spontane Emission
eingeleitet. Die isotrop emittierten Photonen verlassen zunächst das Lasermedium
in allen Richtungen. Nur jene, welche in Moden entlang der Resonatorachse erzeugt
werden, erfahren durch stimulierte Emission beim mehrfachen Durchgang durch das
aktive Medium ausreichend Verstärkung, um die Lasertätigkeit in Gang zu setzen.
Im Resonator bilden sich stehende Wellen aus, deren Kenngrößen durch den Spiegelabstand bestimmt sind. Die Resonatorlänge L muss dafür ein ganzzahliges Vielfaches der halben Wellenlänge sein. In einem Resonator können sich unendlich viele
longitudinale Resonatormoden mit den Frequenzen νm =
mc
2L
ausbilden. Dabei ist m
eine natürliche Zahl und c die Lichtgeschwindigkeit im Medium. Der Frequenzab-
Abbildung 2.3: Aufbauprinzip eines Lasers.
8
2.1 Laser
stand der einzelnen resonanten Moden ist ∆ν =
c
.
2L
Typischerweise liegen mehre-
re Resonatormoden innerhalb der Verstärkungsbandbreite des Lasermediums. Um
nur eine einzelne Mode zu selektieren, kann man beispielsweise dafür sorgen, dass
der durch ∆ν =
c
2L
gegebene Abstand der Moden größer als die Linienbreite des
Übergangs ist oder weitere frequenzselektive Elemente wie Etalons oder Lyot-Filter
einsetzen. Ausführlicher beschrieben sind Resonatoren in [17].
2.1.3 Laserdioden mit externen Resonatoren
Für diese Diplomarbeit stellt ein Diodenlaser das Licht der zu verstärkenden Wellenlänge zur Verfügung. Laserdioden haben intern einen Resonator, der oft nur durch
die Fresnel-Reflexion an den Endfacetten des Halbleitermaterials entsteht. Aufgrund
der starken Verstärkung, die mit einer Laserdiode möglich ist, reicht diese Anordnung aus, um Laserbetrieb zu gewährleisten. Trotz der kurzen Resonatorlänge liegen
bei einer Diode viele Resonatormoden im Verstärkungsprofil. Die Wellenlänge einer
Laserdiode kann über den Strom, mit dem sie betrieben wird, und über die Temperatur variiert werden. Da sich aber Verstärkungsprofil und Resonator-Modenstruktur
nicht synchron zueinander ändern, kommt es bei Abstimmung der Wellenlänge über
den Strom und die Temperatur zu Modensprüngen.
Um das Frequenzverhalten zu verbessern und die Wellenlänge zu kontrollieren,
werden Laserdioden häufig mit einem externen Resonator im Littrow-Aufbau betrieben (ECDL1 ). Dabei bildet ein Beugungsgitter zusammen mit der Rückseite der
Diode einen externen Resonator, indem das gebeugte Licht erster Ordnung wieder
in die Diode zurück reflektiert wird. Durch den Gitterwinkel lässt sich die Resonatorlänge ändern sowie die Wellenlänge auswählen, deren Beugungsmaximum erster
Ordnung in die Diode zurückreflektiert wird. Damit kann die Wellenlänge eingestellt
werden. Der Aufbau ist in Abb. 2.4 dargestellt.
Vorteile von Laserdioden sind ihre kompakte Größe und der geringe Aufwand
beim Aufbau und Betrieb sowie die vergleichsweise geringen Anschaffungskosten.
Sie sind außerdem sehr effizient und ihre Linienbreite kann durch einen externen
Resonator auf wenige 100 kHz [18] reduziert werden. Nachteile von Laserdioden sind
das stark elliptische Strahlprofil, das durch geeignete Optiken ausgeglichen werden
muss, geringe Leistung und schlechte Durchstimmbarkeit im Littrow-Aufbau.
1
External Cavity Diode Laser: Laserdiode mit externem Resonator
9
2 Grundlagen
3
1
2
Abbildung 2.4: Laserdiode in Littrow-Aufbau. 1: Laserdiode, 2: Kollimatorlinse, 3:
Gitter.
Der Inhalt der zwei folgenden Unterkapitel wurde schon ausführlich in der Diplomarbeit von Kai Schorstein [19] beschrieben und ist daher an diese angelehnt.
2.2 Ytterbium als Lasermedium
Ytterbium hat im Vergleich zu anderen Lanthanoiden eine einfache Niveaustruktur
mit breit aufgespaltenen Energiebändern, die zur Lasertätigkeit und zur Verstärkung
über einen weiten Wellenlängenbereich, von ca. 970 bis 1200 nm, geeignet sind. Das
Niveauschema der beiden für die Lasertätigkeit relevanten Niveaus ist in Abb. 2.5
dargestellt. Das 2 F7/2 - und das 2 F5/2 -Niveau sind jeweils durch den Stark-Effekt in
vier bzw. drei Niveaus aufgespalten [20].
Die mit den Buchstaben A bis E gekennzeichneten Übergänge entsprechen den
Strukturen des in Abb. 2.6 dargestellten Absorptions- und Emissionsspektrums.
Sowohl der Absorptions- als auch der Emissionsquerschnitt haben bei 976 nm ein
Maximum. Dieses entspricht dem Übergang A zwischen den jeweils niedrigsten Levels der Stark-aufgespaltenen Energieniveaus. Das kleinere Maximum B des Absorptionsquerschnitts entspricht dem Übergang vom niedrigsten Stark-Level des 2 F7/2 Niveaus in eines der höheren Stark-Levels des 2 F5/2 -Niveaus. Beide Übergänge eignen sich gut zum Pumpen. Aufgrund des größeren Absorptionsquerschnitts und
der größeren Nähe zu der zu verstärkenden Wellenlänge von 1091 nm wird hier der
Übergang A zum Pumpen gewählt.
Der Bereich des zweiten Maximums des Emissionsquerschnitts D eignet sich gut
10
2.2 Ytterbium als Lasermedium
11630 cm-1
2
F5/2
6
6
6
6
A
11000 cm-1
6
10260 cm-1
6
B
D
C
?
2
F7/2
1490 cm-1
?
?
1060 cm-1
?
?
?
E
?
600 cm-1
0 cm-1
Abbildung 2.5: Für Verstärkungs- und Lasertätigkeit im Wellenlängenbereich
von 976 nm bis 1100 nm relevante Energieniveaus von Ytterbium
Yb3+ [20]. Die Niveaus sind durch den Stark-Effekt aufgespalten. Auf
die mit den Buchstaben A bis E gekennzeichneten Übergänge wird
im Text näher eingegangen.
Abbildung 2.6: Absorptions- (durchgezogen) und Emissionsspektrum (gepunktet)
von Ytterbium Yb3+ in Germanosilikatglas [21]. Die mit den Buchstaben A bis E gekennzeichneten Strukturen entsprechen den ebenfalls mit A bis E gekennzeichneten Übergängen aus Abb. 2.5.
11
2 Grundlagen
zur Verstärkung. Wird der Übergang A zum Pumpen genutzt, liegt in diesem Bereich ein Drei-Niveau-System analog der Abb. 2.2 b vor. Der mit C gekennzeichnete
Bereich des Absorptionsspektrums entspricht der Absorption aus den kurzlebigen
(0,8 bis 1,5 ms) höheren Levels des Stark-aufgespaltenen 2 F7/2 -Niveaus in das 2 F5/2 Niveau. In diesem Bereich kann verstärktes oder aber durch ASE2 entstandenes
Licht wieder absorbiert werden. Im Bereich nahe 1091 nm ist dieser Effekt so gering,
dass er bei kurzen Fasern vernachlässigt werden kann.
Der Vorteil von Ytterbium als Laser- bzw. Verstärkermedium ist seine hohe Effizienz. Diese wird zum einen durch die Nähe von Pump- und Verstärkungswellenlänge
erreicht und zum anderen begünstigt durch das Fehlen von weiteren Energieniveaus,
die durch Absorption aus dem angeregten Zustand (Exited State Absorption) die
Besetzungsinversion verringern könnten.
Zwei Effekte können die Effizienz maßgeblich beeinträchtigen: ASE und nichtlineare Effekte. ASE beschreibt den Effekt, dass durch spontane Emission entstandene
Photonen verstärkt werden und so mit den Photonen der eigentlichen Verstärkungswellenlänge um die Inversion konkurrieren. Überwiegend handelt es sich hierbei um
Photonen, die in dem mit dem Buchstaben B gekennzeichneten Bereich des Emissionsspektrums emittiert werden. Zum anderen können bei hohen Leistungsdichten
nichtlineare Effekte wie stimulierte Brillouin- und Ramanstreuung auftreten. Eine
ausführliche Beschreibung hierzu findet man in [22].
2.3 Faserverstärker
2.3.1 Allgemeines
Für den Einsatz als aktives Medium in einem Faserverstärker oder -laser wird das
Medium in den Kern einer Glasfaser dotiert. In dieser Glasfaser wird sowohl das
Licht der Wellenlänge, die verstärkt werden soll, im Folgenden Seed-Licht genannt,
als auch das Licht der Wellenlänge, die zum Pumpen verwendet wird, im Folgenden
Pumplicht genannt, geführt. Vorteile bei diesem Aufbau sind die gute Strahlqualität
des verstärkten Strahls, die hohe Effizienz des Konversionsprozesses und die gute
Kühlung durch die große Oberfläche der Faser.
Beim Aufbau eines Faserverstärkers gibt es verschiedene Variationen, bei allen
propagieren aber das Licht der Seed- und der Pumpwellenlänge gemeinsam in einer
2
Amplified Spontaneous Emission: verstärkte spontane Emission
12
Wellenlänge / µm
Element
0,85
Erbium
0,89
1,55
3,4
0,38
Neodym
1,06
0,55
Holmium
1,38
0,89 - 1,12
Ytterbium
0,48
Thulium
2,3
0,72
Praseodym
0,65
Samarium
Tabelle 2.1: Elemente und Wellenlängen ausgewählter Faserlaser oder -Verstärker
[23]
Faser. Die Intensität des Pumplichts nimmt dabei durch Absorption entlang der
Faser ab, und die Intensität des Seed-Lichts nimmt durch stimulierte Emission zu.
Dabei gibt es die Möglichkeit Seed- und Pumplicht am gleichen Faserende einzukoppeln, Seed- und Pumplicht in entgegengesetzten Richtungen in der Faser propagieren
zu lassen oder die Faser von beiden Enden zu pumpen. Dabei zeichnet sich der erste
beschriebene Fall durch einen vergleichsweise einfachen Aufbau aus. Bei entgegengesetzter Richtung von Seed- und Pumplicht, wird der Effekt ausgenutzt, dass die
Intensität des Seedlichts entlang der Faser zunimmt und damit besser in der Lage
ist die stärkere Inversion am Ende der Faser zu nutzen. Pumpt man die Faser von
beiden Seiten, lässt sich ein besser homogenes Verstärkungsprofil entlang der Faser
erreichen.
Mit Faserlasern und -verstärkern lassen sich bei Dotierung mit unterschiedlichen
Lanthanoiden unterschiediche Wellenlängenbereiche abdecken. Einige Beispiele dazu
sind in Tabelle 2.1 aufgeführt.
13
2 Grundlagen
2.3.2 Ytterbium-Faserverstärker
Wie schon in Abschnitt 2.2 erwähnt, besitzt Ytterbium zwei Maxima im Absorptionsquerschnitt, die sich gut zum Pumpen eignen. Zur Verstärkung von sehr langen
Wellenlängen größer 1100 nm werden häufig auch noch größere Wellenlängen verwendet. In den meisten Fällen aber werden Ytterbium-Faserverstärker im Bereich
um 910 nm oder bei 976 nm gepumpt. Je nach Seed- und Pumpwellenlänge kann
bei einem Ytterbium-Faserverstärker sowohl ein Drei-Niveau-System, entsprechend
Abb. 2.2 a oder b, vorliegen als auch ein Vier-Niveau-Sytem.
Abbildung 2.7: Laserschema von Ytterbium Yb3+ bei unterschiedlichen Seed- und
Pumpwellenlängen. a: Betrachtung als Drei-Niveau-System bei dem
das untere Pumpniveau dem unteren Laserniveau entspricht bei
einer Pumpwellenlänge von 910 nm und Verstärkung bei 976 nm.
b: Betrachtung als Drei-Niveau-System bei dem das obere Pumpdem oberen Laserniveau entspricht bei einer Pumpwellenlänge von
976 nm und Verstärkung im Bereich 1070 nm bis 1150 nm. c: Betrachtung als Vier-Niveau-System bei einer Pumpwellenlänge von 910 nm
und Verstärkung im Bereich 1070 nm bis 1150 nm.
Abb. 2.7 zeigt die verschiedenen Fälle. Pumpt man den Ytterbium Faserverstärker
bei der Wellenlänge 910 nm liegt entweder ein Drei-Niveau-System, bei dem das untere Pumpniveau dem unteren Laserniveau entspricht oder ein Vier-Niveau-System
vor, abhängig von der verstärkten Wellenlänge (siehe Abb. 2.7 a und c). Verwendet
man die Pumpwellenlänge 976 nm, dann wird direkt in das obere Laserniveau gepumpt und das System kann als Drei-Niveau-System betrachtet werden (siehe Abb.
14
Abbildung 2.8: Skizze zur Veranschaulichung der Ratengleichung (2.2) [24]
2.7 b).
Für die theoretische Beschreibung ist zunächst aber egal, um welches der Systeme
aus Abb. 2.7 es sich handelt. Die zeitliche Entwicklung des oberen Laserniveaus wird
durch eine Ratengleichung beschrieben. Diese wird durch Abb. 2.8 veranschaulicht.
∂N2
= (RPump, abs + RSeed, abs ) · N1 − (RPump, em + RSeed, em + Rspontan ) · N2 (2.2)
∂t
Die Gleichung beschreibt dabei die Zunahme der Besetzung des oberen Laserniveaus
durch Absorption der Pumpstrahlung und Wieder-Absorption der Seed-Strahlung
und die Abnahme der Besetzung durch stimulierte Emission der Seed-Wellenlänge,
stimulierte Emission der Pumpwellenlänge und spontane Emission. Da bei Ytterbium das obere Laserniveau und das obere Pumpniveau immer innerhalb eines
Stark-aufgespaltenen Zustandes liegen und nicht durch einen optischen Übergang
getrennt sind, sind die oberen Stark-Niveaus entsprechend der Boltzmannverteilung
thermisch besetzt [24]. Aus diesem Grund ist eine Abnahme der Besetzung des oberen Laserniveaus durch stimulierte Emission in allen drei Systemen aus Abb. 2.7
möglich. Aus dem gleichen Grund gilt entsprechendes für die Zunahme der Besetzung durch Wieder-Absorption bei der Seed-Wellenlänge. Vereinfachend gibt N2 die
Besetzung des gesamten oberen Zustandes (verteilt auf alle Stark-Niveaus) und N1
die Besetzung des gesamten unteren Zustandes an. Für die Anzahl der dotierten
Atome N gilt dann N = N1 + N2 .
Gleichung (2.2) gilt noch allgemein für die meisten Laserverstärker. Für den
15
2 Grundlagen
Spezialfall eines Ytterbium-Faserverstärkers müssen RPump, abs , RPump, em , RSeed, em ,
RSeed, abs und Rspontan entsprechend angepasst werden [19]:
ηPump λPump σabs (λPump )
+
−
(PPump
=
(z, t) + PPump
(z, t))
hcA
ηPump λPump σem (λPump )
+
−
(PPump
(z, t) + PPump
(z, t))
=
hcA
ηSeed λSeed σem (λSeed )
=
PSeed (z, t)
hcA
ηSeed νSeed σabs (λSeed )
=
PSeed (z, t)
hcA
1
=
τ
RPump, abs
RPump, em
RSeed, em
RSeed, abs
Rspontan
(2.3)
(2.4)
(2.5)
(2.6)
(2.7)
Die in den Gleichungen (2.3) bis (2.7) verwendeten Größen werden in Tabelle 2.2
erläutert.
In Gleichung (2.2) geht bei der Abnahme der Besetzung des oberen Laser-/Verstärkungsniveaus die spontane Emission mit ein, die Abnahme durch stimulierte
Emission, die durch spontan emittierte Photonen ausgelöst wurde (ASE) ist aber bis
jetzt noch nicht berücksichtigt. Bei der Betrachtung von ASE muss beachtet werden,
dass sie über einen großen Bereich von Wellenlängen und in zwei Richtungen entlang
der Faser auftreten kann. Wieder-Absorption des ASE-Lichts erhöht wiederum die
Besetztung des oberen Niveaus.
Um ASE zu berücksichtigen, muss die Formel (2.2) um die beiden folgenden Terme
ergänzt werden [19]:
η
Z
+
∂N2 (z, t)
Seed
−
=−
σem (λ) PASE
(z, t, λ) − PASE
(z, t, λ) λ dλ N2 (z, t) (2.8)
∂t
hcA
Z
η
+
Seed
−
σabs (λ) PASE
(z, t, λ) − PASE
(z, t, λ) λ dλ N1 (z, t) (2.9)
=+
hcA
Für kontinuierlichen Verstärkerbetrieb kann das System als stationär betrachtet
werden, dann gilt:
∂N2 (z, t)
∂N1 (z, t)
=−
= 0.
∂t
∂t
16
(2.10)
Größe
Beschreibung
λSeed , λPump
Seed- und Pumpwellenlänge
σabs (λ)
Absorptionswirkungsquerschnitt des aktiven Mediums
bei der Wellenlänge λ
σem (λ)
Emissionswirkungsquerschnitt des aktiven Mediums bei
der Wellenlänge λ
h
Plancksches Wirkungsquantum
c
Lichtgeschwindigkeit im Vakuum
A
Querschnittsfläche des dotierten Bereichs in der Faser
ηSeed , ηPump
Korrekturfaktoren, die den Überlapp des in der Faser
propagierenden Seed- bzw. Pumpstrahls mit dem dotierten Bereich beschreiben
+
PPump
(z, t)
Pumpleistung des Pumpstrahls, der in gleicher Richtung
wie der Seed-Strahl in der Faser propagiert in Abhängigkeit von der Zeit t und dem Ort z
−
PPump
(z, t)
Pumpleistung des Pumpstrahls, der in entgegengesetzter
Richtung wie der Seed-Strahl in der Faser propagiert in
Abhängigkeit von der Zeit t und dem Ort z
PSeed (z, t)
Seed-Leistung in Abhängigkeit von der Zeit t und dem
Ort z
±
PASE
(z, t)
Spektrale Leistungsdichte des ASE-Spektrums
2
3
P0 (λ) = 2hc /λ
Spontane Emission
∆λs , ∆λp
Linienbreite des Seed- und Pumplasers
α(λ)
Streuverluste bei der Wellenlänge λ
Tabelle 2.2: Erläuterung der in Gleichung (2.3) bis (2.7) verwendeten Größen.
17
2 Grundlagen
Damit gilt für die Besetzung des oberen Zustands:
0=+
|
−
ηPump λPump σabs (λPump )
hcA
+
−
(PPump
(z) + PPump
(z)) (N − N2 (z))
{z
}
Pumpabsorption
ηPump λPump σem (λPump )
hcA
|
+
−
(PPump
(z) + PPump
(z)) N2 (z)
{z
}
Pumpemission
ηSeed λSeed σem (λSeed )
PSeed (z) N2 (z)
hcA
|
{z
}
Signalemission
ηSeed νSeed σabs (λSeed )
+
PSeed (z) (N − N2 (z))
hcA
|
{z
}
−
Signalabsorption
1
N2 (z)
−
τ
| {z }
spontane Emission
Z
η
+
Seed
−
σem (λ) PASE
(z, λ) − PASE
(z, λ) λ dλ N2
−
hcA
|
{z
}
ASE-Emission
Z
η
+
Seed
−
+
σabs (λ) PASE
(z, λ) − PASE
(z, λ) λ dλ N1 .
hcA
{z
}
|
(2.11)
ASE-Absorption
Die räumliche Entwicklung der Pumpverteilung wird beschrieben durch
dPPump (z)
= + ηPump σem (λPump )N2 (z)PPump (z)
|
{z
}
dz
Zunahme durch stimulierte Emission
− ηPump σabs (λPump ) [N − N2 (z)] PPump (z)
|
{z
}
Abnahme durch Absorption
−
α(λPump )PPump (z)
|
{z
}
Abnahme durch Streuverluste
+
ηPump σem (λPump )N2 (z)P0 (λPump )∆λPump
|
{z
}
,
(2.12)
Zunahme durch spontane Emission bei der Pumpwellenlänge
zur besseren Übersicht wurde hier nur die Propagation des Pumplichts in eine
Richtung betrachtet. Die räumliche Entwicklung der Seed-Leistung weist die gleiche
18
2.4 Fasern
Struktur auf:
dPSeed (z)
= + ηSeed σem (λSeed )N2 (z)PSeed (z)
dz
− ηSeed σabs (λSeed ) [N − N2 (z)] PSeed (z)
− α(λSeed )PSeed (z)
+ ηSeed σem (λSeed )N2 (z)P0 (λSeed )∆λSeed .
(2.13)
(2.14)
Die räumliche Entwicklung der ASE-Beiträge wird beschrieben durch:
±
dPASE
(z, λ)
±
= + ηSeed σem (λ)N2 (z)PASE
(z, λ)
dz
±
− ηSeed σabs (λ) [N − N2 (z)] PASE
(z, λ)
±
− α(λ)PASE
(z, λ)
+ ηSeed σem (λ)N2 (z)P0 (λ) .
(2.15)
(2.16)
Durch Lösen der Differenzialgleichungen kann das Verstärkungsverhalten der Fasern simuliert werden. Diese Rechnungen sind aber, besonderes mit Berücksichtigung
des ASE-Terms, kompliziert sind und liefern unter Umständen unrealistische Werte
[19, 25]. Außerdem gehen in die Rechnung Faserparameter ein, die vom Hersteller
nicht angegeben werden. Aus diesen Gründen werden in dieser Diplomarbeit die
optimalen Faserparameter experimentell bestimmt.
2.4 Fasern
Die lichtleitenden Eigenschaften von Glasfasern basieren auf dem Phänomen der
Totalreflexion an dielektrischen Grenzschichten.
Dabei unterscheidet man zwischen Stufenindex- und Gradientenindex-Fasern. Da
Verstärkerfasern immer Stufenindexfasern sind, werden im Folgenden die lichtleitenden Eigenschaften dieser Fasern betrachtet.
Stufenindex-Glasfasern bestehen aus einem Kern und einem Mantel mit unterschiedlichen Brechungsindizes. Dabei ist das Kernmaterial immer das optisch dichtere Medium. Im Kern wird durch Totalrelexion an der Kern-Mantel-Grenzschicht
Licht geführt. Nur Licht, das innerhalb eines bestimmten Akzeptanzwinkels θ in
19
2 Grundlagen
Faserradius
6
nKern
θ
-
-
θ0
Brechungsindex
θK =
90◦ - θ 0
nMantel
Abbildung 2.9: Skizze zur Berechnung der Numerischen Apertur. Rechts ist der Brechungsindex als Funktion des Faserradius aufgetragen.
den Kern eingekoppelt wird, kann nahezu verlustfrei darin geführt werden. Zur Berechnung des Akzeptanzwinkels wird hier das Modell der Strahlenoptik verwendet.
In Abb. 2.9 ist schematisch der Längsschnitt einer Faser mit einem im Kern geführten Lichtstrahl dargestellt. Der kritische Winkel θK für Totalreflexion an der KernMantel-Grenzfläche [26] ist allgemein gegeben durch
nMantel
sin θK =
,
(2.17)
nKern
entsprechend gilt nach Abb. 2.9
nMantel
sin(90◦ − θ0 ) =
.
(2.18)
nKern
Nur Licht, das diesen Winkel θ0 nicht überschreitet, wird in der Faser geführt. Dabei
ist ni der Brechungsindex des entsprechenden Mediums. Um den Grenzwinkel θ zu
bestimmen, unterhalb dessen das Licht in die Faser eingekoppelt werden muss, ist
es notwendig, noch die Brechung am Luft-Faser-Übergang zu berücksichtigen:
nKern ∼
sin θ
=
(2.19)
= nKern .
sin θ0
nLuft
Setzt man nun die Bedingungen für den Grenzwinkel der Totalreflexion (2.18) und
das Brechungsgesetz (2.19) zusammen, so erhält man
q
sin θ = nKern sin θ = nKern cos(90 − θ ) = nKern 1 − sin2 (90◦ − θ0 )
s
q
n2Mantel
= nKern 1 − 2
= n2Kern − n2Mantel .
nKern
0
20
◦
0
(2.20)
2.4 Fasern
Gleichung (2.20) definiert die Numerische Apertur (NA). Sie gibt den maximalen
Einfallswinkel in die Faser an, bei dem das Licht noch geführt wird,
q
N A ≡ sin θ = n2Kern − n2Mantel .
(2.21)
Um mehr über die Modenstruktur in der Faser zu erfahren, muss man die MaxwellGleichungen für dielektrische Medien mit entsprechenden Randbedingungen lösen
[27]. Dabei tritt die sogenannte V-Zahl
a
(2.22)
V = 2π N A
λ
auf, wobei a der Kerndurchmesser und λ die Wellenlänge im Medium ist. Mit ihr
kann man abschätzen, wie viele transversale Moden in der Faser geführt werden.
Für 0 < V < 2, 405 kann nur eine Mode in der Faser propagieren. Diese Fasern
werden als single-mode-Fasern bezeichnet. Für V ≥ 2, 405 können mehrere Moden
in der Faser geführt werden, wobei man diese dann als multi-mode bezeichnet.
Für Faserverstärker werden häufig sogenannte Large-mode-area-Fasern (LMA)
verwendet. Diese Fasern haben im Vergleich zu single-mode-Fasern mit einem Kerndurchmesser von üblicherweise bis zu 8 µm einen besonders großen Kerndurchmesser
von bis zu 30 µm. Sie sorgen so für eine geringere Leistungsdichte in der Faser und
damit für eine höhere Zerstörschwelle. Wie man Gleichung (2.22) entnehmen kann,
muss bei einem größeren Kerndurchmesser a die Numerische Apertur NA, also der
Brechungsindexunterschied von Kern- und Mantelmaterial, entsprechend klein sein,
um trotzdem single-mode-Betrieb zu gewährleisten. Für LMA-Fasern ist eine Numerische Apertur von 0,06 typisch.
Für Laser- und Verstärkerfasern wird das aktive Medium direkt in den Kern der
Glasfaser dotiert. In diesem Fall handelt es sich um Ytterbium Yb3+ , das in Form
von Yb2 O3 in den Glasträger dotiert wird. Leistungsstarke Pumplaser, wie z. B. Diodenbarrenlaser, haben ein stark multimodiges Strahlprofil und lassen sich nicht in
einen single-mode-Kern einkoppeln. Um zum Pumpen eines Faserverstärkers trotzdem solche Pumplaser verwenden zu können, gibt es sogenannte Double-Clad-Fasern
(”Doppel-Mantel-Fasern”). Eine schematische Skizze ist in Abb. 2.10 zu sehen. In
den Kern der Faser, in dem das Seed-Licht geführt wird, sind Atome des aktiven Mediums dotiert. Der Kern ist von einem Pumpmantel umgeben, der einen
bis zu 40-fach größeren Durchmesser als der Kern hat. In diesen kann das Multimode-Pumplicht problemlos eingekoppelt und geführt werden. Beim Durchqueren
des Kerns wird das Pumplicht absorbiert und die Besetzungsinversion im aktiven
Medium erzeugt.
21
2 Grundlagen
Abbildung 2.10: Skizze zur Funktionsweise einer Double-Clad-Faser: Die grünen
Punkte deuten das in den Kern dotierte Lasermaterial an, die roten Strahlen stehen für das Seed-Licht, das im Kern geführt wird
und die pinkfarbenen für das Pumplicht, welches im Pumpmantel
geführt und beim Durchqueren des Kerns absorbiert wird und so
dort für die Besetzungsinversion sorgt.
Üblicherweise ist der Pumpmantel (manchmal auch Pumpkern oder Cladding genannt) nicht achsensymmetrisch, um helikale Moden, die zum Pumpen nicht verwendet werden können, da sie keine Energie im Kern deponieren, zu unterdrücken.
Ein Beispiel dafür ist in Abb. 2.11 zu sehen. Neben der in Abb. 2.11 gezeigten achteckigen Form sind D-förmige oder Doppel-D-förmige Pumpkerne ebenfalls üblich.
Die Auswahl der richtigen Verstärkungsfaser zu einem Experiment ist ein komplexer Prozess. Einige Kriterien wie z.B. die Auswahl des Verstärkungsmediums
sind einfach, da dieses durch die zu verstärkende Wellenlänge vorgegeben ist. Zudem sind noch viele weitere Parameter festzulegen. Dazu gehören die Faserlänge
und -geometrie sowie die Stärke der Dotierung. Generell sind Fasern mit kleinerem
Kerndurchmesser günstiger um stabilen single-mode-Betrieb zu gewährleisten, bei
großen Leistungen treten allerdings in Fasern mit kleinem Kern aufgrund hoher Leistungsdichten schneller unerwünschte nicht-lineare Effekte auf. In diesem Fall eignen
sich unter Umständen eher Large-mode-area-Fasern mit größerem Kerndurchmesser. Bei Double-Clad-Fasern gibt es Unterschiede im Durchmesser und in der Form
des Pumpmantels, je größer das Verhältnis der Durchmesser von Kern und Pumpmantel ist, desto besser kann eine gute Modendurchmischung erreicht werden. Für
eine gute Modendurchmischung eignet sich ein kleiner Pumpmantel also besser. Eine effiziente Einkopplung von Multi-mode-Pumplicht in den Mantel ist dagegen bei
22
2.5 Einkopplung in Glasfasern
Abbildung 2.11: links: Querschnitt einer Double-Clad-Faser mit achteckigem Pumpkern. rechts: Veranschaulichung helikaler Moden.
größerem Pumpmantel einfacher. Auch bei der Dotierung von Verstärkerfasern gibt
es große Unterschiede. Dabei ist es wichtig, die Dotierung auf die zur Verfügung
stehende Seed-Leistung abzustimmen. Wählt man eine zu starke Dotierung, wird
das Pumplicht zu schnell im vorderen Teil der Faser absorbiert. Kann ein schwacher
Seed-Laser die so in einem kurzen Teil der Faser deponierte Energie nicht ausnutzen, wird Pumpleistung verschwendet. Durch diese überschüssige Pumpenergie kann
zusätzlich noch durch spontane Emission unerwünschtes ASE ausgelöst werden. Ist
eine Faser dagegen zu schwach dotiert, wird eventuell nicht das ganze Pumplicht
absorbiert und die Verstärkung ist durch die begrenzte Pumpenergie limitiert.
Wie schon weiter oben klar wird, muss auch die Faserlänge an alle anderen Parameter angepasst werden. Bei zu langer Faser bleibt der hintere Teil der Faser ungenutzt und es kommt zur Wiederabsorption der Seed-Leistung. Ist die Faser dagegen
zu kurz, kann wiederum die Pumpleistung nicht vollständig ausgenutzt werden.
Um eine effiziente Einkopplung in eine Glasfaser zu erreichen, ist die Wahl der
richtigen Brennweite der Einkoppellinse essentiell. Bei gegebenem Strahldurchmesser
muss die Brennweite der Linse so gewählt werden, dass sie die Numerische Apertur
der Faser möglichst voll ausgenutzt wird. Wählt man die Brennweite zu kurz, ist
der Einkoppelwinkel zu groß und nicht alles eingekoppelte Licht wird geführt, wählt
man sie zu lang, ist der Einkoppelwinkel zu klein und der Fokusdurchmesser wird
größer als der Modenfelddurchmesser der Faser. Um die optimale Brennweite zu
23
2 Grundlagen
Abbildung 2.12: Skizze zur Berechnung der optimalen Brennweite bei der Einkopplung in eine Single-mode-Faser.
berechnen, gibt es für Single-mode-Fasern eine Näherungsformel
f≈
ØStrahl 1
1
·
·
,
0, 82
2
NA
(2.23)
in die man nur den Strahldurchmesser und die Numerische Apertur der Faser einsetzen muss [28].
Der Term
ØStrahl
2
· N1A der Formel 2.23 ist mit geometrischer Optik leicht anhand der
Abb. 2.12 nachzuvollziehen. Die dabei gemachte Näherung tan θ ≈ sin θ für kleine
Winkel θ ist für Single-mode-Fasern gut erfüllt, da bei einer typischen maximalen
Numerischen Apertur von 0,15 der Eintrittswinkel in die Faser klein ist.
Der Faktor 0,82 in der Formel (2.23) kommt daher, dass die Numerische Apertur von Single-mode-Fasern üblicherweise auf dem 5 %-Level angegeben wird. Das
bedeutet, dass bei der Angabe der Numerischen Apertur ØStrahl den Durchmesser
bezeichnet, bei dem die Intensität auf 5 % der Maximalintensität gefallen ist. Bei
Gauß-Strahlen dagegen wird als Strahldurchmesser im Allgemeinen die Breite angegeben, bei der die Intensität nur noch 1/e2 , also ungefähr 13 % des Maximalwerts
beträgt. Dieser Unterschied wird in Abb. 2.13 verdeutlicht.
Bezeichnet man den Strahlradius auf dem 1/e2 -Level als r1 und auf dem 5 %-Level
als r2 , gilt für eine einfache Gauß-Kurve
1/e2 = e−r1
2
⇒
2
⇒
0, 05 = e−r2
24
2 = r12
ln 20 = r22 .
Abbildung 2.13: Skizze zur Verdeutlichung des Faktors 0,82 in der Formel (2.23) zur
Berechnung der optimalen Brennweite. a: Faserende einer Singlemode-Faser, b: 2 · θ13% (1/e2 Level), c: 2 · θ5% (5 %-Level), d: Strahldurchmesser ØStrahl 5% auf dem 5 %-Level, e: Strahldurchmesser
ØStrahl 13% auf dem 1/e2 -Level.
25
2 Grundlagen
Abbildung 2.14: Einkopplung des Seed- und des Pumpstrahls in das gleiche Faserende.
Berechnet man das Verhältnis von r1 und r2 , so erhält man den Korrekturfaktor,
um in Formel (2.23) den allgmein definierten Strahldurchmesser eines Gaußstrahls
einsetzen zu können:
r
r1
2
=
= 0, 82 .
(2.24)
r2
ln 20
Werden bei Double-Clad-Fasern der Pumpstrahl und der Seed-Strahl über das
gleiche Faserende eingekoppelt, muss die Einkoppellinse beide Strahlen möglichst
optimal in die Faser einkoppeln. Dies ist nur möglich, indem man eine Linse verwendet, die für einen der beiden Strahlen optimiert ist und den Strahldurchmesser
des anderen Strahls anpasst.
Abb. 2.14 zeigt eine Skizze zur Einkopplung von Seed- und Pumpstrahl über
eine Linse. Damit sowohl für den Kern als auch für den Mantel die Numerische
Apertur möglichst voll ausgenutzt wird, muss das Verhältnis der Strahldurchmesser
von Seed-Strahl ØSeed und Pumpstrahl ØPump für kollimierte Strahlen auf der Linse
etwa dem Verhältnis der Numerischen Aperturen von Kern NA(Kern) und Mantel NA(Mantel) entsprechen. Für typische Single-mode-Kerne liegt die Numerische
Apertur im Bereich zwischen 0,06 und 0,15 und für typische Pumpmäntel im Bereich
zwischen 0,4 und 0,5. Das Verhältnis der Durchmesser von Seed- und Pumpstrahl
muss also üblicherweise im Bereich von 1:3 bis 1:8 liegen.
Zusätzlich muss darauf geachtet werden, dass die Linse für den Seed-Strahl einen
Fokus erzeugt, der nicht größer als der Kerndurchmesser ist.
26
2.6 Stecker
2.6 Stecker
Glasfasern kann man sowohl als lose Meterware als auch fertig mit Steckern konfektioniert kaufen. Einfache Patchkabel haben normalerweise zusätzlich noch eine
dicke schützende Gummi-Ummantelung. Bei den Steckern gibt es je nach Verwendungszweck unterschiedliche Standards. Die in der Forschung gängigsten Stecker
zur Konfektionierung von Lichtwellenleitern sind FC- und SMA-Stecker. Dabei wird
generell der FC-Stecker eher für Single-mode-Fasern und der SMA-Stecker überwiegend für Multi-mode-Fasern verwendet. Zusätzlich hat man beim FC-Stecker noch
die Option, gewinkelte oder ungewinkelte Stecker zu verwenden, und bei beiden
Steckerarten sind besondere Versionen für große Leistungen erhältlich.
Mit speziellen Faserhalterungen können Fasern auch ohne Stecker verwendet werden. Besonders bei kurzfristigen Anwendungen oder bei Versuchen, bei denen die
Faserlänge häufig geändert wird, hat dieser Aufbau Vorteile.
Dotierte Laser- oder Verstärkerfasern werden meist als Meterware verkauft und
müssen vor Gebrauch konfektioniert werden.
Bei Faserverstärkern müssen zu Pumpzwecken große Leistungen in die Fasern
eingekoppelt werden. Dies stellt entsprechende Voraussetzungen an die Faserenden.
Beim Einkoppeln wird auf die Faserendfläche fokussiert. Dort treten demnach hohe
Leistungsdichten auf. Entsprechend müssen die Faserendflächen eine gute optische
Qualität aufweisen, um durch Absorption oder Streuung auf der Faserendfläche hervorgerufene Zerstörung zu vermeiden. Dies muss bei der Konfektionierung der Faserenden beachtet werden.
Des Weiteren kann durch Rückreflexe in die Faser am Faserende unbeabsichtigt
ein Resonator entstehen. Das soll aber möglichst vermieden werden, da durch unerwünschte im Resonator umlaufende Wellenlängen Laseraktivität auftreten kann,
die einen Konkurenzprozess zu der angestrebten Verstärkung des Seed-Lichts darstellt und dem Verstärker so Energie entzieht. Um dies zu verhindern, werden die
Faserenden mit einem 8◦ -Schliff versehen, so dass Rückreflexe nicht mehr im Kern
geführt werden.
Durch den 8◦ -Schliff der Faserendfläche kann das Licht natürlich nicht mehr parallel zur Faser eingekoppelt werden. In Abb. 2.15 ist dargestellt, wie mit einer speziellen um 4◦ gedrehten Halterung die Brechung an der Faserendfläche ausgeglichen
wird.
27
2 Grundlagen
Abbildung 2.15: Einkoppelwinkel in ein 8◦ -angeschrägtes Faserende.
28
In diesem Kapitel wird der experimentelle Aufbau vorgestellt. Im ersten Teil wird
ein Überblick über den gesamten Aufbau gegeben und dann auf die wichtigen Komponenten, wie die Fasern, den Pump- und den Seed-Laser, nochmal einzeln eingegangen. Ein zeitaufwändiger Teil dieser Diplomarbeit war das Präparieren der
Faserenden, das hier ausführlich erläutert wird.
3.1 Übersicht über den Gesamtaufbau
Der komplette Aufbau ist in Abb. 3.1 skizziert. Das Seed-Licht wird von einer gitterstabilisierten Laserdiode (1) bereitgestellt. Die starke Elliptizität des Strahlprofils
wird zuerst mit einem anamorphen Prismenpaar (2) kompensiert und der Strahl anschließend mit einem Teleskop (3) verkleinert. An den strahlformenden Elementen
gehen etwa 8% der Seed-Leistung verloren.
Um die Laserdiode vor Rückreflexen bei 1091 nm aus dem Verstärker zu schützen,
wird das Seedlicht durch einen zweistufigen Faraday-Isolator (4) mit einer Unterdrückung von 60 dB geführt. Durch unbeabsichtigte Verstärkung in Rückrichtung
kann durch Resonator-Effekte der Single-mode-Betrieb der Laserdiode gestört werden. Durch zu große Leistungen, die in die Diode zurückreflektiert werden, kann
sie sogar zerstört werden. Der Faraday-Isolator ist so eingestellt, dass er in Rückrichtung die Wellenlänge 1091 nm möglichst gut unterdrückt. In Vorwärtsrichtung
erreicht man eine Transmission von ca. 70%.
Im weiteren Verlauf wird der Strahl durch einen dichroitischen Spiegel (5) auf die
Einkoppellinse gelenkt. Dieser transmittiert 92% der Seedleistung und reflektiert
mehr als 99% des Pumplichts.
Das Multi-mode-Licht des Pumplasers lässt sich nur unzureichend kollimieren,
weshalb eine relativ große Restdivergenz bleibt und lange Strahlwege zu vermeiden
sind. Da der Pumplaser aber fasergekoppelt ist, lässt er sich sehr komfortabel aufbauen und der Faserkollimator (9) kann ohne lange Strahlwege direkt vor dem ersten
29
Abbildung 3.1: Übersicht Aufbau 1: Diodenlaser in Littrow-Aufbau, 2: Anamorphes
Prismenpaar, 3: Teleskop, 4: Faraday-Isolator, 5: Dichroitischer Spiegel, 6: Einkoppellinse, 7: Dotierte Faser, 8: Fasergekoppelter Pumplaser, 9: Kollimator.
Umlenkspiegel aufgestellt werden.
Über eine Einkoppellinse (6) werden beide Strahlen in die Faser eingekoppelt. Am
Ende der Faser wird das Licht wieder von einem Faserkollimator1 kollimiert und mit
einem Filter2 das Pump- und eventuelles ASE-Licht vom verstärkten Seedlicht getrennt. Der Filter blockiert bis zu einer Wellenlänge von 1075 nm nahezu vollständig
und hat bei 1091 nm eine Transmission von über 97%.
1
2
Lightpath 352240-SMA-1064
Semrock SEM-LP02-1064RS
30
3.2 Lasersystem
3.2 Lasersystem
3.2.1 Seed-Laser
Wie schon im Kapitel 2.1 beschrieben, wird als Seedlaser eine in Littrow-Anordnung
gitterstabilisierte Laserdiode [18] verwendet. Laserdioden bei 1091 nm sind keine
Standardprodukte. Für diesen Aufbau wurde eine eigentlich für 1080 nm hergestellte Laserdiode3 , die ohne externen Resonator eine Wellenlänge von 1084,5 nm
hat, ausgewählt. Mit Resonator und bei einer Temperaturstabilisierung mittels Peltierelement auf 25◦ C arbeitet sie problemlos bei 1091 nm. Die Laserdiode hat eine
Maximalleistung von 80 mW und emittiert relativ zum Gitter p-polarisiertes Licht.
Im Littrow-Aufbau erreicht sie eine Maximalleistung von ca. 50 mW. Der Aufbau ist
in Abb. 3.2 dargestellt. Das divergente Licht der Laserdiode wird von einer Linse4
mit einer Brennweite von 4,5 mm, einer Numerischen Apertur von 0,55 und einer
Antireflexbeschichtung für den Wellenlängenbereich von 1050 nm bis 1600 nm kollimiert, bevor es auf das Gitter trifft.
Abbildung 3.2: Schematischer Aufbau einer Laserdiode in Littrow-Konfiguration.
Skizze aus [29].
Das Gitter hat 1200 Linien pro Millimeter und beugt für p-polarisiertes Licht ca.
20% der Leistung in die erste Ordnung. Dieses Licht wird zurück in die Laserdiode
reflektiert und sorgt so für eine Stabilisierung der Wellenlänge. Wie auch in Abb. 3.2
zu sehen ist zusätzlich zur groben Justage des Gitters mit der Feingewindeschraube
3
4
Eagleyard Photonics EYP-RWL-1080-00080-0750-SOT01
Thorlabs C230TME-C
31
auch die Möglichkeit der Wellenlängenstabilisierung mit einem Piezoaktuator vorgesehen, der aber im vorliegenden Aufbau nicht verwendet wird.
3.2.2 Pumplaser
Als Pumplaser wird ein kommerziell erworbenes System verwendet. Dabei handelt
es sich um einen fasergekoppelten Hochleistungs-Dioden-Laser5 der Firma Lissotschenko Mikrooptik (LIMO). Der Laser liefert eine maximale Ausgangsleistung von
30 W bei einer Wellenlänge von 976 nm. Das Licht wird über eine Multi-mode-Faser6
zum Experiment gebracht und anschließend von einem Faserkollimator7 kollimiert
(vergleiche Abb. 3.1).
3.3 Ytterbium dotierte Fasern
3.3.1 Konfektionierung der Faserenden
Wie schon im Kapitel 2.6 erwähnt, ist für eine möglichst verlustfreie Einkopplung
und zum Schutz der Faserenden eine gute optische Qualität der Faserendfläche notwendig. Zusätzlich soll das Faserende 8◦ angeschrägt sein, um einen durch Rückreflexionen am Glas-Luft-Übergang entstehenden Resonator zu vermeiden. Dazu
wird das Faserende mit einem Spezialkleber8 in einen freistehenden SMA-Stecker
eingeklebt. Freistehende Stecker werden verwendet, damit das Pumplicht nicht versehentlich auf den Faserkleber fokusiert werden kann, da dieser schnell abbrennt
und dadurch das Faserende zerstört. Abb. 3.3 zeigt schematisch den Vergleich eines konventionellen und eines freistehenden Hochleistungs-SMA-Steckers. Trifft bei
einem konventionellen Stecker versehentlich der Fokus nicht die Mitte der Faserendfläche, treffen unter Umständen hohe Leistungsdichten auf den Faserkleber. Dieser ist zwar für Temperaturen bis 200 ◦ C ausgelegt und verträgt auch kurzfristig
bis zu 400 ◦ C, verbrennt aber bei hohen Leistungsdichten trotzdem schnell und
beschädigt dabei das Faserende. Im oberen Teil der Abb. 3.3 ist die Funktionsweise
eines Hochleistungs-Steckers illustriert: Fokusiert man hier versehentlich daneben,
weitet sich der Strahl auf, bevor er auf den Stecker und den Kleber trifft, und diese
5
LIMO30-F200-DL980-T3
LIMO-SMA905-F200-1.5, Kerndurchmesser: 200 µm, Numerische Apertur: 0,22
7
LIMO Kollimator-Einheit FCC-B 120.002
8
Epotek 353 ND
6
32
sind geringeren Leistungsdichten ausgesetzt.
Abbildung 3.3: Skizze zur Veranschaulichung der Funktionsweise eines freistehenden
SMA-Steckers.
Die Ferrule des Steckers, in der die Faser fixiert wird, ist extra für den entsprechenden Faserdurchmesser gebohrt. Dadurch soll möglichst vermieden werden, dass
der Kleber in den Bereich des freistehenden Faserendes gelangt. Die so in den Stecker eingeklebte Faser wird zusammen mit dem Stecker in einem 8◦ -gekippten Halter
poliert. Da SMA-Stecker üblicherweise nicht mit einer 8◦ angeschrägten Oberfläche
verwendet werden haben sie keine Richtungsmarkierung (z.B. ”Nase”), wie sie bei
FC-Steckern vorhanden sind. Die Richtungsauszeichnung erhält der Stecker dadurch,
dass er gemeinsam mit der Faser ”abpoliert” wird. Ein schräg abgeschliffener Stecker
ist in Abb. 3.4 gezeigt. Zum Polieren werden Polierfolien unterschiedlicher Körnung
verwendet. Zum Kürzen des Faserendes auf die Länge des Steckers wird zunächst eine Folie mit einer Körnung von 15 µm verwendet. Poliert wird die Faser dann zuerst
mit einer Folie mit 5 µm-Körnung und danach mit einer Folie mit 1 µm-Körnung.
Die Folien werden dazu auf eine gründlich gereinigte Glasplatte gelegt. Ein dünner
Wasserfilm zwischen Glasplatte und Folie verhindert beim Polieren ein Verrutschen
der Folien. Das in den Stecker eingeklebte Faserende wird in dem Halter in geraden
Linien ohne Druck über die Folie gezogen. Bei Fasern mit dickerem Pumpmantel (ab
400 µm) kann auch in acht-förmigen Mustern poliert werden, bei dünneren Fasern
ist das nicht möglich, da hier das Faserende zu leicht abbricht. Zum Abschluss wird
die Faserendfläche noch mit einem Polierpulver mit 0,3 µm-Körnung auf einem Poliertuch nass poliert. Bei jeder Polierstufe wird etwa fünf bis zehn Minuten poliert
und der Fortschritt immer wieder mit Hilfe eines Lichtmikroskops überwacht. Ein
33
Abbildung 3.4: Konfektioniertes Faserende mit freistehendem SMA-Stecker (Faser
von hinten beleuchtet). Rechts ist der 8◦ -Schliff am Stecker zu sehen.
fertig konfektioniertes Faserende kann man in Abb. 3.4 sehen.
Nach dem Poliervorgang sind mit einem Lichtmikroskop auf der Faserendfläche
keine Kratzer oder andere Unebenheiten mehr zu erkennen. Um die Faserendfläche
genauer zu untersuchen, wurden Aufnahmen mit einem Raster-Elektronen-Mikroskop (REM) gemacht. Abb. 3.5 zeigt eine solche REM-Aufnahme. Die achteckige
Form des Pumpmantels ist gut zu erkennen. Die Struktur der Oberfläche erscheint
auf dieser Aufnahme glatt. Bei stärkerer Vergrößerung sind weitere Strukturen auf
der Faserendfläche zu erkennen. Dies ist in Abb. 3.6 zu sehen. Man erkennt deutlich Kratzer mit einer maximalen Breite und Tiefe von 0,1 bis 0,2 µm. Da mit einem Polierpulver der Körnung 0,3 µm poliert wurde, entsprechen Kratzer in dieser
Größenordnung den Erwartungen.
Abbildung 3.5: Aufnahme des Faserendes mit dem Rasterelektronenmikroskop (aufgenommen am Max-Planck-Institut für Polymerforschung in Mainz).
Das Faserende erscheint bei dieser Vergrößerung glatt.
34
Abbildung 3.6: Aufnahme eines Ausschnitts des Faserendes mit dem Rasterelektronenmikroskop (aufgenommen am Max-Planck-Institut für Polymerforschung in Mainz). Es ist deutlich zu erkennen, dass die Oberfläche
von kleinen Kratzern mit einer Tiefe und Breite von ca. 0,1 µm überzogen ist.
Das aufgenommene Faserende ist nicht überall so glatt wie der in Abb. 3.6 gezeigte
Ausschnitt. Ein anderer Ausschnitt des Faserendes ist in Abb. 3.7 dargestellt. Von
links nach rechts ist deutlich ein ca. 1,5 µm breiter und tiefer Kratzer zu sehen. Dieser
könnte von einer der gröberen Polierstufen übrig geblieben oder bei der Nasspolitur
durch Fremdkörper in der Polierpaste oder auf dem Poliertuch entstanden sein. Mit
dem Lichtmikroskop war dieser Kratzer nicht zu erkennen. Vollständig vermeiden
lassen sich solche Kratzer mit der hier gewählten Poliermethode vermutlich nicht.
Außerdem ist in Abb. 3.7 noch ein kleiner heller Punkt zu erkennen, bei dem es sich
vermutlich um Reste des Polierpulvers handelt. Trotz dieser kleinen Kratzer und
Flecken ist eine Einkopplung von hohen Leistungen in die Faser ohne Zerstörung
des Faserendes möglich, so dass man davon ausgehen kann, dass die Oberfläche
nach der Politur ausreichend glatt ist.
35
Abbildung 3.7: Aufnahme eines Ausschnitts des Faserendes mit dem Rasterelektronenmikroskop (aufgenommen am Max-Planck-Institut für Polymerforschung in Mainz). Neben den Spuren der letzten Polierstufe ist
ein von links nach rechts laufender ca. 1,5 µm breiter Kratzer und
ein heller Punkt in der linken oberen Bildhälfte zu sehen.
36
3.4 Einkopplung
3.3.2 Fasereigenschaften
Zur Verstärkung bei der Wellenlänge 1091 nm werden zwei verschiedene Fasern getestet, deren Eigenschaften in Tabelle 3.1 aufgeführt sind.
Faser 1
Faser 2
Hersteller
Nufern
StockerYale
Bezeichnung
LMA-YDF-10/400 YDC-1100-8/230
Kerndurchmesser
11,5 µm
8 µm
NA(Kern)
0,075
0,10
Claddingdurchmesser
400 µm
235 µm
NA(Cladding)
0,46
0,48
Claddingform
8-eckig
doppel-D
Claddingabsorption bei 976 nm
0,7 dB/m
0,9 dB/m
Tabelle 3.1: Übersicht über die Eigenschaften der beiden Fasern. Claddingabsorption ist die Absorption der Pumpstrahlung im Kern bei Führung im
Pumpmantel.
Von Faser 1 werden verschiedene Längen getestet, für Faser 2 steht ein 15 m
langes Stück zur Verfügung. Faser 2 zählt noch zu den Single-mode-Fasern, Faser
1 ist schon eine Large-mode-area-Faser. Der Hauptunterschied der beiden Fasern
ist das unterschiedlich große Cladding. Prinzipiell ist mit einem kleineren Cladding
eine effizientere Absorption des Pumplichts möglich, in ein größeres Cladding ist es
dagegen einfacher das Pumplicht möglichst komplett einzukoppeln.
3.4 Einkopplung
Zur präzisen Einkopplung von Seed- und Pumplicht wird ein dreiachsiger Verschiebetisch9 mit differentiellen Mikrometerschrauben verwendet. An den Verschiebetisch
ist eine Plattform montiert, auf der die Einkoppellinse10 fest montiert ist. Dabei
handelt es sich um eine asphärische Linse mit einer Brennweite von 10 mm. Auf
dem beweglichen Teil des Verschiebetisches ist eine Halterung für den SMA-Stecker
montiert. Wie bereits in Kapitel 2.6 erwähnt, kann bei einem 8◦ -polierten Faserende
9
10
NanoMax303
Thorlabs AL1210-B
37
Abbildung 3.8: Aufnahme des hinteren Faserendes mit einer nahinfarotsensitiven
Webcam. Bei Einkopplung des Seed-Lichts in den Kern sieht man
den Kern in der Mitte des Pumpmantels hell leuchten.
nicht parallel zur Faser eingekoppelt werden. Um also den Laserstrahl nicht schräg
durch die Linse führen zu müssen, ist der Faserhalter 4◦ gewinkelt.
Zuerst wird der Seedlaser justiert. Dazu wird das hintere Faserende mit einer umgebauten, nahinfarotsensitiven Webcam, die mit einem Mikroskopobjektiv versehen
ist, beobachtet. Wenn das Seedlicht in den Pumpmantel eingekoppelt ist, sieht man
das komplette hintere Faserende leuchten. Dabei ist auch gut die achteckige Form
des Pumpmantels zu erkennen. Bei korrekter Justage in den Kern leuchtet dieser als
heller Fleck in der Mitte des Pumpmantels. Eine Aufnahme des hinteren Faserendes bei Einkopplung des Seed-Lichts in den Kern ist in Abb. 3.8 zu sehen. Ist der
Seed-Laser fertig justiert, wird mit einem weiteren Spiegel über den dichroitischen
Spiegel der Pumplaser überlagert. Zu diesem Zweck wird der Seed-Laser mit maximaler Leistung und der Pumplaser knapp über der Laserschwelle betrieben und
auf maximale Ausgangsleistung justiert. Das Seed-Licht muss dabei eingekoppelt
sein, da ansonsten das absorbierte Pumplicht überwiegend in alle Raumrichtungen
spontan emittiert wird und am Faserende nicht nachgewiesen werden kann. Auf den
Grad der Verstärkung des Seed-Lichts kann die Einkopplung des Pumplasers justiert
werden.
38
4 Ergebnisse
Dieses Kapitel stellt die Ergebnisse der Arbeit vor. Dabei wird nochmals einzeln
auf die wichtigsten Komponenten, den Seed-Laser, den Pumplaser und die Fasern,
eingegangen und die Endergebnisse vorgestellt.
4.1 Seed-Laser
Die Laserdiode in Littrow-Konfiguration arbeitet bei der Wellenlänge von 1090,7 nm.
Da mit dieser Arbeit die prinzipielle Machbarkeit eines leistungsstarken Faserverstärkers bei 1091 nm gezeigt werden soll und vor allem die unterschiedlichen Fasern
und Faserlängen untersucht werden, ist es vorerst nicht notwendig, die Laserdiode
auf die Wellenlänge 1091 nm zu stabilisieren, da beim Verstärker bei kleinen Wellenlängenänderungen in diesem Wellenlängenbereich keine großen Verhaltensänderungen zu erwarten sind.
Abb. 4.1 zeigt die Kennlinie der Laserdiode in Littrow-Aufbau. Dafür wurde direkt nach dem Gitter mit einem Leistungsmessgerät die optische Ausgangsleistung
gemessen. Aufgetragen ist die optische Ausgangsleistung über dem Injektionsstrom.
Die rote Gerade wurde an die Daten angefittet. Damit ergibt sich für die Ausgangsleistung in Abhängigkeit vom Injektionsstrom (in mA):
· I − (6, 33 ± 0, 27) mW .
P = (0, 530 ± 0, 004) mW
mA
Der Seed-Laser zeigt eine gute Linearität bis zum maximalen Injektionsstrom. Die
Laserschwelle liegt bei 12 mA und die maximale Ausgangsleistung beträgt 52 mW.
Das stark elliptische Strahlprofil der Laserdiode ist in Abb. 4.2 dargestellt. Aufgenommen wurde es bei einem Injektionsstrom von 30 mA mit einer Strahlprofilkamera. Mit diesem Strahlprofil ist eine effektive Einkopplung in eine Single-mode-Faser
nur unzureichend möglich. Deshalb und da außerdem wie in Kapitel 3.1 beschrieben
die Laserdiode durch einen zweistufigen Faraday-Isolator geschützt wird, und dieser
nur eine kleine freie Apertur von 5 mm hat, ist es sinnvoll die Strahlform zu korrigieren um eine größere Transmission durch den Faraday-Isolator und eine bessere
39
4 Ergebnisse
6 0
M e s s p u n k te
lin e a r e r F it
A u s g a n g s le is tu n g / m W
5 0
4 0
3 0
2 0
1 0
0
0
2 0
4 0
6 0
S tro m
8 0
1 0 0
1 2 0
/ m A
Abbildung 4.1: Kennlinie des Seed-Lasers, gemessen direkt nach dem Gitter. Aufgetragen ist die optische Ausgangsleistung über dem Injektionsstrom.
Die rote Gerade ist an die Datenpunkte angefittet.
40
4.1 Seed-Laser
Abbildung 4.2: Strahlprofil des Diodenlasers nach dem externen Resonator.
Abbildung 4.3: Korrigiertes Strahlprofil des Diodenlasers nach dem anamorphen
Prismenpaar.
Einkopplung in die Faser zu erreichen. Dazu wird ein anamorphes Prismenpaar eingesetzt. Das korrigierte Strahlprofil ist in Abb. 4.3 zu sehen. Die Elliptizität konnte
von einem Achsenverhältnis von 1:5 auf ein Verhältnis von 1:1,5 reduziert werden.
Aufgenommen und ausgewertet wurde das Strahlprofil mit einer WinCamD Strahlprofilkamera mit der Auswertungssoftware DataRay. Im Strahlprofil in Abb. 4.2 und
4.3 sind Interferenzmuster zu erkennen, die entweder in Randbereich der Kollimationslinse entstanden sein könnten oder dadurch, dass der breite Strahl das Gitter
nicht vollständig trifft. Die kleinen kreisförmigen Strukturen in Abb. 4.3 stammen
von Verschmutzungen auf dem Filter der WinCam.
Nach den Verlusten an den strahlformenden Elementen, dem Faraday-Isolator und
dem dichroitischen Spiegel stehen etwa noch 25 mW zum Einkoppeln in die Faser
zur Verfügung.
41
4 Ergebnisse
4.2 Pumplaser
Die Kennlinie des Pumplasers ist in Abb. 4.4 dargestellt. Aufgenommen wurde die
Ausgangsleistung mit einem Leistungsmessgerät direkt nach dem Kollimator. Die
optische Ausgangsleistung in Abhängigkeit des Betriebsstroms ist gegeben durch:
· I − (4, 45 ± 0, 05) W .
P = (0, 878 ± 0, 002) W
A
Die Steigung wurde an die Datenpunkte angefittet. Die maximale Ausgangsleistung
des Pumplasers beträgt 30 W. Der Pumplaser arbeitet sehr zuverlässig und die Ausgangsleistungen sind reproduzierbar.
3 0
M e s s p u n k te
lin e a r e r F it
A u s g a n g s le is tu n g / W
2 5
2 0
1 5
1 0
5
0
0
1 0
2 0
S tro m
3 0
4 0
/ A
Abbildung 4.4: Kennlinie des Pumplasers, gemessen direkt nach dem Kollimator.
Aufgetragen ist die optische Ausgangsleistung über dem Injektionsstrom. Die rote Gerade wurde an die Datenpunkte angefittet.
Wie bereits in den Kapiteln 2.4 und 3.1 erwähnt, hat der Pumpstrahl ein deutlich mehrmodiges Profil. Dieses ist in Abb. 4.5 dargestellt. Dieser Strahl kann nur
schlecht kollimiert werden, der Faserkollimator hat eine Restdivergenz von 50 mrad,
42
4.3 Vergleich unterschiedlicher Fasern
Abbildung 4.5: Strahlprofil des Pumplasers.
was eine Aufweitung des Strahldurchmessers von 2,5 mm auf 5 cm bei einer Propagationsstrecke von einem Meter bedeutet. Deshalb muss der Strahlweg vom Kollimator
zur dotierten Faser möglichst kurz gehalten werden, im beschriebenen Aufbau ist er
ca. 25 cm lang.
4.3 Vergleich unterschiedlicher Fasern
Es stehen zwei unterschiedliche Ytterbium-dotierte Glasfasern zur Verfügung, eine
der Firma StockerYale und eine der Firma Nufern. Die Eigenschaften der beiden
Fasern sind bereits in Tabelle 3.1 aufgeführt. Einen Auschnitt mit den wichtigsten
Eigenschaften zeigt Tabelle 4.1.
Faser 1
Faser 2
Hersteller
Nufern
StockerYale
Kerndurchmesser
11,5 µm
8 µm
NA(Kern)
0,075
0,10
Claddingdurchmesser
400 µm
235 µm
NA(Cladding)
0,46
0,48
Claddingabsorption bei 976 nm
0,7 dB/m
0,9 dB/m
Tabelle 4.1: Ausschnitt aus der Tabelle 3.1. Übersicht über die wichtigsten Eigenschaften der beiden Fasern.
43
4 Ergebnisse
Abbildung 4.6: Lichtmikroskopische Aufnahme eines defekten Faserendes. In der
Mitte des Pumpmantels, an der Stelle des dotierten Kerns ist ein
kleiner ”Krater” zu erkennen. Außerdem kann man hier deutlich die
doppel-D-Form des Pumpmantels der StockerYale-Faser sehen.
Zum Vergleich steht von beiden Fasern ein jeweils ca. 15 m langes Stück zur
Verfügung. Einkopplung des Seed-Lichts in den Kern und Verstärkung bei 1091 nm
ist mit beiden Fasern möglich. Faser 2 (StockerYale) reagierte dabei allerdings sehr
empfindlich auf Pumpleistungen größer 6 W. Dabei ging das Einkoppel-Faserende
regelmäßig kaputt, oft auch bei geringen Pumpleistungen und ohne erkennbaren
Grund. Ein typisches defektes Faserende ist in Abb. 4.6 zu sehen. Dabei entsteht
immer ein kleiner ”Krater” in der Mitte des Pumpmantels. Während des Betriebs
bemerkt man einen Defekt am Faserende durch einen plötzlichen starken Leistungsabfall der Ausgangsleistung und ein schnelles Aufheizen des SMA-Steckers. Wird
der Pumplaser daraufhin sofort ausgeschaltet ist der Krater in der Mitte der Faser
nicht tiefer als 500 µm.
Auch bei geringeren Seed-Leistungen gab es sehr schnell Defekte an dem vorderen
Faserende der Faser 2.
Faser 1 (Nufern) stellte sich als deutlich robuster heraus. Sie kann mit größeren
Leistungen gepumpt werden und ist unempfindlicher gegenüber geringeren SeedLeistungen. Da das Ziel dieser Arbeit ein leistungsstarkes und zuverlässiges Verstärkersystem ist, werden im weiteren Verlauf alle Messungen mit der Nufern-Faser
durchgeführt.
44
4.4 Ausgangsleistungen unterschiedlicher Faserlängen der Nufern-Faser
4.4 Ausgangsleistungen unterschiedlicher Faserlängen
der Nufern-Faser
Getestet wurde die Nufern-Faser mit unterschiedlichen Faserlängen: 6 m, 10 m, 16,2 m,
30 m und 100 m.
Um die Verstärkungseigenschaften der unterschiedlichen Faserlängen vergleichen
zu können, wurden die unterschiedlichen Faserlängen nacheinander im gleichen Aufbau getestet. Dazu wurde die Ausgangsleistung am Ende der jeweiligen Faser nach
einem Filter, der die Pumpwellenlänge und einen Großteil der ASE-Wellenlängen
blockt (siehe auch Kapitel 4.5), gemessen. Die Fasern wurden alle mit maximaler
Seed-Leistung betrieben. In Abb. 4.7 sind die Vergleichsmessungen der drei kürzeren
Faserlängen zu sehen. Aufgetragen sind die unterschiedlichen Ausgangsleistungen
über der Pumpleistung. Es ist deutlich zu sehen, dass die Ausgangsleistungen bei
längeren Fasern größer werden. Bei einer Faserlänge von 30 m konnte eine maximale
Ausgangsleistung von 3 W erreicht werden. Mit der 100 m langen Faser war eine
vergleichbare Messung nicht möglich, eine genauere Beschreibung dazu folgt weiter
unten.
Wie schon in Tabelle 3.1 angegeben ist die Absorption der Pumpstrahlung beim
Pumpen in den Mantel 0,7 dB/m. Damit ergibt sich der für die verschiedenen Faserlängen unterschiedliche Anteil an absorbierter Pumpleistung:
Faserlänge Absorbierte Pumpleistung
6m
61 %
10 m
79 %
16,2 m
92 %
30 m
99 %
100 m
99,99998 %
Diese Werte bestätigen Abb. 4.7. Bei einer Faserlänge von 30 m sollte das Pumplicht zu 99% absorbiert sein und hier wurden auch die größten Ausgangsleistungen
beobachtet. Bei den kürzeren Fasern wird die Pumpenergie nicht vollständig genutzt.
Wie die berechneten Werte auch schon vermuten lassen, ist die 100 m-Faser deutlich zu lang, da nach 30 Metern schon 99 % der Pumpleistung absorbiert sind und
in den letzten 70 Metern kaum noch Verstärkung möglich ist. Auch Absorption der
Seed-Leistung ist bei dieser Faserlänge beobachtbar. Dies macht sich darin bemerkbar, dass die in Kapitel 3.4 beschriebene Methode zur Einkopplung des Seed-Lichts
45
4 Ergebnisse
3,0
Ausgangsleistung / W
2,5
30 m
16,2 m
10 m
6m
2,0
1,5
1,0
0,5
0,0
0
2
4
6
8
10
12
Pumpleistung / W
Abbildung 4.7: Ausgangsleistung des Faserverstärkers mit unterschiedlichen Faserlängen als Funktion der Pumpleistung. Die gestrichelten Linien
deuten die beobachteten Zerstörschwellen der 30 m (schwarz) und
der 16,2 m (rot) langen Faser an.
46
4.5 Betrachtung des ASE-Anteils bei unterschiedlichen Faserlängen
in den Kern hier zunächst nicht möglich ist: Ein Aufleuchten des Kerns konnte
mit der Webcam nicht mehr beobachtet werden. Wird die Faser allerdings während
des Einkoppelns mit kleiner Leistung gepumpt, kann das Aufleuchten des Kerns bei
guter Einkopplung wieder beobachtet werden. Aus dieser Beobachtung lässt sich folgern, dass in der ungepumpten Faser das im Kern geführte Licht so stark absorbiert
wird, dass es am Ende der 100 m langen Faser nicht mehr ankommt.
Verstärkerbetrieb ist mit der 100 m langen Faser möglich, aber es werden große
Leistungsschwankungen von mehreren hundert Milliwatt beobachtet. Außerdem geht
hier, vermutlich durch Verstärkung einzelner Reflexe in Rückrichtung, sehr schnell
das vordere Faserende kaputt.
Aufgrund der großen Leistungsschwankungen der 100 m langen Faser konnte keine Leistungsmessung aufgenommen werden, die Ausgangsleistungen sind aber etwa
in der Mitte zwischen der 16,2 m langen und der 30 m anzuordnen. Die geringere
Leistung als bei der 30 m langen Faser ist durch Wiederabsorption des Seedlichts in
dem für den Verstärkungsbetrieb ungenutzen hinteren Teil der Faser zu erklären.
Es konnte außerdem beobachtet werden, dass die Zerstörschwelle des vorderen
Faserendes von der Faserlänge abhängt, bei größerer Faserlänge sinkt die maximale
Leistung mit der die Faser gepumpt werden kann ohne zerstört zu werden. Die
beobachtete Zerstörschwelle der 30 m langen Faser liegt bei einer Pumpleistung von
ca. 10 W, bei der 16,2 m langen Faser ist sie etwas größer und liegt etwa bei 12 W.
Die kurze 6 m-Faser wurde mit Leistungen von über 20 W gepumpt, ohne dass eine
Zerstörung des Faserendes beobachtet werden konnte.
Es wurde aber auch beobachtet, dass eine starke Abhängigkeit dieser Zerstörschwelle von der Seed-Leistung besteht. Je geringer die Seed-Leistung bzw. je schlechter die Einkopplung in den Kern ist, desto schneller wird das Faserende zerstört.
Daher wird vermutet, dass sich diese Zerstörschwelle mit mehr Seed-Leistung noch
steigern ließe.
4.5 Betrachtung des ASE-Anteils bei
unterschiedlichen Faserlängen
Im vorigen Kapitel war bereits deutlich zu erkennen, dass sich die 30 m lange Faser
am besten zur Verstärkung eignet. Dieses Ergebnis wird von den ASE-Messungen
noch bestätigt, wie dieses Kapitel zeigt.
47
4 Ergebnisse
Im Abschnitt 2.2 wurde bereits erwähnt, dass verstärkte spontane Emission (ASE)
dem Verstärker viel Energie entziehen kann und deshalb möglichst gut unterdrückt
werden soll. Um die ASE-Unterdrückung zu messen, wird mit einem Spektralanalysator die Intensität über den für ASE kritischen Wellenlängenbereich von 1020 nm
bis 1100 nm aufgenommen. Aufgetragen wird die relative Intensität in Dezibel, als
0 dB-Referenz dient der Maximalwert bei 1091 nm.
Abb. 4.8 zeigt zuerst den Vergleich der ASE-Unterdrückung der 6 m- ,10 m- und
der 16,2 m-Faser. Die Spektren sind alle drei so normiert, dass die Peakhöhe bei
1091 nm bei 0 dB liegt und damit die ASE-Unterdrückung direkt abgelesen werden
kann. Über absolute Leistungen macht dieser Graph keine Aussage. Alle drei Spektren sind bei einer Seedleistung von 46 mW und einer Pumpleistung von 10,5 W
aufgenommen. Dabei ist zu beachten, dass die hier angegebene Seed-Leistung direkt nach dem Seed-Laser gemessen wurde, und nach den strahlformenden Elementen, dem Faraday-Isolator und dem dichroitischen Spiegel nur noch ca. 30 %
in die Faser eingekoppelt werden können. Dabei kann keine Aussage darüber gemacht werden, welcher Anteil der in die Faser eingekoppelten Leistung im Kern und
welcher im Mantel geführt wurde. Wie man aus Abb. 4.8 ablesen kann, ist die ASEUnterdrückung bei der 6 m-Faser ca. 18 dB, bei der 10 m-Faser ca. 25 dB und bei der
16,2 m langen Faser ca. 30 dB. Außerdem kann man eine Verschiebung des plötzlichen steilen Anstiegs der ASE-Intensität, im Folgenden ASE-Schwelle genannt, im
Wellenlängenbereich zwischen 1030 nm und 1050 nm beobachten.
Um sich diese Spektren erklären zu können, muss noch einmal das Absorptionsund Emissionsspektrum von Ytterbium (Abb. 2.6) betrachtet werden. Hier ist zu
erkennen, dass das Emissionspektrum bei ca. 1030 nm ein zweites Maximum hat,
dieser Bereich ist im Spektrum mit dem Buchstaben D gekennzeichnet. Hier ist also
der größte Anteil an spontaner Emission zu erwarten und damit ist auch die Wahrscheinlichkeit im Bereich um 1030 nm am größten, dass es zu verstärkter spontaner
Emission (ASE) kommt. Die Wahrscheinlichkeit nimmt zu größeren Wellenlängen
hin entsprechend des Emissionsquerschnitts ab. Zum anderen gibt es noch den mit
dem Buchstaben C gekennzeichneten Teil des Absorptionsquerschnitts, d.h. es wird
gleichzeitig Licht in diesem Wellenlängenbereich wieder absorbiert. Der Absorptionsquerschnitt nimmt auch zu größeren Wellenlängen hin ab. Über 1050 nm ist er
so klein, dass er in Abb. 2.6 nicht mehr aufgetragen ist.
ASE entsteht in der Faser vornehmlich dort, wo die Besetzungsinversion nicht
ausreichend von der Seed-Strahlung entvölkert wird, also am Anfang der Faser,
48
1 0
6m
10 m
16,2 m
relative Intensität / dB
0
-1 0
-2 0
-3 0
-4 0
-5 0
1 0 2 0
1 0 3 0
1 0 4 0
1 0 5 0
1 0 6 0
1 0 7 0
Wellenlänge / nm
1 0 8 0
1 0 9 0
1 1 0 0
Abbildung 4.8: Vergleich der ASE-Unterdrückung bei unterschiedlichen Faserlängen. Dabei sind alle drei Spektren so normiert, dass die Peaks
bei 1091 nm auf der gleichen Höhe liegen und die relative ASEUnterdrückung verglichen werden kann.
49
4 Ergebnisse
wo die größte Pumpleistung vorhanden und die Seedleistung noch gering ist. Bei
längeren Fasern ist im hinteren Teil die Pumpintensität geringer, dort wird das
ASE-Licht, insbesondere die kürzeren Wellenlängen um 1030 nm, stärker absorbiert
als das langwellige Seed-Licht. So wird im hinteren Bereich der Faser das kurzwellige
ASE-Licht in das verstärkte Seed-Licht und in ASE mit einer längeren Wellenlänge
umgewandelt.
Damit ist die Verschiebung der ASE-Wellenlängen bei längeren Fasern hin zu
längeren Wellenlängen erklärbar. Auch die Zunahme der ASE-Unterdrückung bei
längeren Fasern ist dadurch erklärbar, da durch Wiederabsorption des ASE-Lichts
dieses wieder zur Verstärkung der Seed-Wellenlänge zur Verfügung steht. Natürlich
geht auch durch Absorption bei 1091 nm und ASE im Wellenlängenbereich darüber
Leistung verloren, dieser Effekt ist aber im Vergleich zum Wellenlängenbereich unterhalb von 1091 nm klein.
1 0
0
-1 0
-2 0
-3 0
-4 0
-5 0
1 0 2 0
1 0 3 0
1 0 4 0
1 0 5 0
1 0 6 0
1 0 7 0
1 0 8 0
Wellenlänge / nm
1 0 9 0
1 1 0 0
1 1 1 0
Abbildung 4.9: ASE-Spektrum der 30 m-Faser bei 52 mA Seedleistung und 8,7 W
Pumpleistung.
50
Bei Verstärkern, die noch kürzere Fasern von 4 m [12] oder sogar unter einem
Meter [30] verwenden, wurde das ASE-Maximum bei etwa 1040 nm und bei 1030 nm
beobachtet. Diese Werte passen zu der Beobachtung aus Abb. 4.8, dass sich das
ASE-Maximum bei kürzeren Fasern näher an der Wellenlänge 1030 nm befindet und
bei längeren Fasern zu längeren Wellenlängen verschiebt.
Abb. 4.9 zeigt das Spektrum der 30 m langen Faser, aufgenommen bei einer SeedLeistung von 52 mW, von denen wieder ca. 30 % in die Faser eingekoppelt wurden,
und einer Pumpleistung von 8,7 W. Hier beginnt das ASE erst bei ca. 1070 nm
und es konnte eine Unterdrückung von über 40 dB erreicht werden. Die in Abb.
4.8 erkannte Verschiebung des ASE-Spektrums zu größeren Wellenlängen und die
stärkere Unterdrückung setzt sich hier also fort, auch wenn dieses Spektrum nicht
direkt mit Abb. 4.8 vergleichbar ist, da es bei anderen Seed- und Pumpleistungen
aufgenommen wurde.
Auch wenn stabiler Verstärkerbetrieb mit der 100 m langen Faser nicht möglich
ist, soll hier ein Spektrum dieser Faser gezeigt werden. Für dieses Spektrum wurde
der Seed-Laser bei 52 mW betrieben und der Verstärker mit 6 W gepumpt. Dabei
wurde eine Ausgangsleistung von ca. 1 W erreicht. Wie in Abb. 4.10 zu sehen, wird
in dieser Faser das komplette ASE-Spektrum wieder absorbiert. In diesem Spektrum
ist neben dem Hauptpeak ein breites Rauschen zu sehen, diese Messpunkte sind rein
auf das Rauschen des Spektralanalysators zurückzuführen und kommen nicht aus
dem Verstärker.
Am Beispiel der 16,2 m langen Faser zeigt Abb. 4.11 das ASE-Verhalten des
Verstärkers bei unterschiedlich starken Pumpleistungen. Die Spektren sind wieder
so normiert, dass der Peak bei 1091 nm bei 0 dB liegt. Wie zu erkennen ist, steigt
der ASE-Anteil bei größerer Pumpleistung an. Dies ist auch hier damit zu erklären,
dass bei größerer Pumpleistung die Seed-Leistung nicht ausreicht, um mittels stimulierter Emission das obere Laserniveau so stark zu entvölkern, dass es nicht zu
spontaner Emission bei anderen Wellenlängen kommt.
Um die Ausgangsleistungen in Kapitel 4.4 zu bestimmen, wurde mit einem Filter
die Pumpwellenlänge und ein Großteil der ASE-Wellenlängen von dem verstärkten
Licht bei 1091 nm abgetrennt. Am Beispiel der 16,2 m langen Faser zeigt Abb. 4.12
ein Spektrum nach dem Langpassfilter. Aufgenommen wurde die Kurve unter gleichen Bedingungen wie die zweite Kurve in Abb. 4.11 also bei einer Seed-Leistung
von 46 mW und einer Pumpleistung von 10,5 W. Wie auch im Spektrum gut zu erkennen, hat der Filter eine scharfe Kante bei 1075 nm. Die Pumpwellenlänge wird
51
4 Ergebnisse
1 0
0
-1 0
-2 0
-3 0
-4 0
-5 0
1 0 2 0
1 0 3 0
1 0 4 0
1 0 5 0
1 0 6 0
1 0 7 0
1 0 8 0
Wellenlänge / nm
1 0 9 0
1 1 0 0
1 1 1 0
Abbildung 4.10: ASE-Spektrum der 100 m-Faser bei 52 mA Seed- und 6 W Pumpleistung. In der 100 m-Faser wird das gesamte ASE absorbiert. Über
das gesamte Spektrum tritt starkes Rauschen des Spektralanalysators auf, diese Messpunkte haben physikalisch keine Bedeutung.
52
1 0
Pumpleistung: 12,3 W
Pumpleistung: 10,5 W
Pumpleistung: 6,9 W
Pumpleistung: 4,2 W
0
-1 0
-2 0
-3 0
-4 0
-5 0
1 0 2 0
1 0 3 0
1 0 4 0
1 0 5 0
1 0 6 0
1 0 7 0
1 0 8 0
Wellenlänge / nm
1 0 9 0
1 1 0 0
1 1 1 0
Abbildung 4.11: ASE-Anteile bei unterschiedlicher Pumpleistung. Die Leistungen
im 1091 nm-Peak sind alle auf 0 dB normiert, so dass die ASEUnterdrückung direkt verglichen werden kann. Aufgenommen an
der 16,2 m langen Faser bei einer Seed-Leistung von 46 mW.
53
4 Ergebnisse
laut Herstellerspezifikation mit mehr als fünf Größenordnungen unterdrückt und
bei 1091 nm transmittiert der Filter über 97%. Die im Spektrum sichtbaren Wellenlängen unterhalb von 1060 nm sind auf das Rauschen des Spektralanalysators
zurückzuführen. Integriert man dieses Spektrum, so kann man berechnen, dass über
95 % der Leistung, die den Filter passiert in dem schmalen Peak bei 1091 nm liegt.
1 0
0
mit Langpassfilter
ohne Filter
-1 0
-2 0
-3 0
-4 0
-5 0
1 0 2 0
1 0 3 0
1 0 4 0
1 0 5 0
1 0 6 0
1 0 7 0
1 0 8 0
Wellenlänge / nm
1 0 9 0
1 1 0 0
1 1 1 0
Abbildung 4.12: Die roten Messpunkte zeigen das Spektrum nach dem Langpassfilter. Der Filter blockiert zuverlässig die Pumpwellenlänge sowie alle ASE-Wellenlängen bis ca. 1075 nm. Aufgenommen an der
16 m langen Faser bei einer Pumpleistung von 10,5 W. Zum direkten Vergleich ist in grau das entsprechende Spektrum ohne Filter
aufgetragen.
54
4.6 Messungen an der 30 m langen Nufern-Faser
Die Messungen der beiden vorigen Kapitel haben ergeben, dass sich die 30 m lange Faser der Firma Nufern für die Verstärkung bei 1091 nm am besten eignet. Die
Kennlinie des Verstärkers ist in Abb. 4.13 aufgetragen. An die Daten wurde eine lineare Funktion angefittet. Mit der 30 m-Faser konnte eine slope efficiency von
42 % erreicht werden. Nufern gibt für diese Faser eine maximale slope efficiency von
über 77 % an, spezifiziert aber weder, ob es sich dabei um Laser- oder Verstärkerbetrieb handelt, noch wie lange die Faser gewählt wurde und ob in oder gegen die
Verstärkungsrichtung gepumpt wurde. Generell haben Faserlaser eine höhere Effizienz, es wird angenommen, dass es sich bei dieser Angabe um die Effizienz im
Laserbetrieb handelt. Im Vergleich mit einem ähnlichen Aufbau [12], bei dem nur
eine slope efficiency von 17 % erreicht werden konnte, ist dieses Ergebnis aber sehr
zufriedenstellend.
3 ,5
3 ,0
Modell: Line
Gleichung:
Ausgangsleistung = A + B*Pumpleisung
2 ,5
A
B
-0.89
0.42
±0.03
±0.01
2 ,0
1 ,5
1 ,0
0 ,5
0 ,0
0
2
4
6
Pumpleistung / W
8
1 0
Abbildung 4.13: Kennlinie des Verstärkers mit einer Faserlänge von 30 m bei maximaler Seed-Leistung von 52 mW. Aufgetragen ist die Ausgangsleistung bei 1091 nm (nach dem Filter) über der Pumpleistung.
55
4 Ergebnisse
Abb. 4.14 zeigt das Strahlprofil bei einer Ausgangsleistung von 3 W. Wie bei
einer Faser mit 11,5 µm Kerndurchmesser und einer Numerischen Apertur von 0,075
erwartet, ist das Strahlprofil gaußförmig und zeigt keine Anzeichen von höheren
Moden.
Abbildung 4.14: Strahlprofil des verstärkten Strahls, aufgenommen nach dem Langpassfilter. Rechts ist die Intensität über einem Schnitt durch den
Strahlmittelpunkt aufgetragen, zum Vergleich wurde in rot eine
Gaußkurve über die Datenpunkte gelegt.
Da für die weitere Verwendung des Faserverstärkers Zuverlässigkeit und Langzeitstabilität wichtige Voraussetzungen sind, soll hier noch die Langzeitstabilität
des Systems untersucht werden. Dazu wurde die Ausgangsleistung des Verstärkers
nach dem Langpassfilter mit einem Leistungsmessgerät das die Leistung mitschreibt
aufgenommen. Eine Langzeitmessung über zwei Stunden (siehe Abb. 4.15) zeigt,
dass der Faserverstärker die Leistung von 3 W über einen längeren Zeitraum zuverlässig aufrecht erhält. Dabei sind nur geringe Leistungsschwankungen im Bereich
von 2 % beobachtet worden und eine Erhitzung des SMA-Steckers ist auch nicht
aufgetreten.
56
3,4
3,2
3,0
2,8
2,6
0
20
40
60
80
100
120
Zeit / min
Abbildung 4.15: Messung zur Langzeitstabilität der Ausgangsleistung des Faserverstärkers über einen Zeitraum von 2 Stunden. Es ist zu erkennen,
dass der Verstärker die Leistung von 3 W über den gesamten Zeitraum aufrechterhalten konnte. Die Leistungsschwankungen liegen
im Bereich von 2 %.
57
In dieser Arbeit wurde erfolgreich ein Ytterbium Faserverstärkersystem bei 1091 nm
geplant und aufgebaut. Dazu wurden zwei unterschiedliche Fasern verglichen und
verschiedene Faserlängen getestet. Mit der 30 m langen Faser der Firma Nufern
wurde eine Ausgangsleistung von 3 W erreicht, die stabil über längere Zeit aufrecht
erhalten wurde. Leistungsschwankungen wurden dabei nur im Bereich von 2 % beobachtet. Die Unterdrückung verstärkter spontaner Emission (ASE) betrug dabei
40 dB. Das Strahlprofil des verstärkten Strahls ist gaußförmig und zeigt keine Anzeichen von höheren Moden.
Das aufgebaute System stellt also eine deutlich größere Ausgangsleistung als die
des momentan verwendeten, auf 740 mW beschränkten kommerziellen Systems zur
Verfügung. Wie in der Einleitung erwähnt, wird dieses System nur bei 10 % seiner
Maximalleistung betrieben um Defekte an den Steckern, und die oft monatelange
Reparatur derselben, zu vermeiden. Mit dem neuen System besteht im Falle eines
Defekts der Faserenden die Möglichkeit, innerhalb eines Tages das Faserende mit
einem neuen Stecker zu versehen, zu polieren und wieder einzubauen. Damit ist
man damit von dem Reparaturservice einer Firma unabhängig. Der Aufbau trägt
damit zur Erhöhnug der Zuverlässigkeit des gesamten Lasersytems zur Erzeugung
von Lyman-α bei.
Mit dem aufgebauten System wurden in dieser Arbeitsgruppe die ersten Erfahrungen zum Aufbau von Faserverstärkern gemacht, dabei wurden noch nicht alle
Möglichkeiten das System eventuell noch zu verbessern, ausprobiert. Einige der noch
geplanten Möglichkeiten sollen hier vorgestellt werden.
Wie in dieser Arbeit beschrieben, hängt die Verstärkung stark von der Länge der
Faser ab. Mit einer 30 m langen Faser konnte eine gute Verstärkung mit einer guten ASE-Unterdrückung erreicht werden. Interessant wäre eine feinere Bestimmung
der optimalen Faserlänge im Bereich um 30 m. Dazu könnte eine etwa 40 m lange
Faser in 50 cm-Schritten gekürzt werden und dabei die jeweilige Ausgangsleistung
gemessen werden. Dabei wird zu beachten sein, dass an der Einkopplung während
59
der gesamten Messung nichts geändert wird, da wie zuvor beschrieben, die Ausgangsleistung empfindlich von der Einkopplung abhängt. Auf diese Weise wäre eine
genauere Bestimmung der optimalen Faserlänge möglich.
Da der Aufbau auf diese Weise einfacher zu realisieren ist, wurde das Seed- und das
Pumplicht am gleichen Faserende eingekoppelt. Bei dieser Konfiguration ist es aber
so, dass die Pumpintensität entlang der Faser schwächer wird und die Seed-Leistung
stärker. Da der Seed-Strahl bei stärkerer Intenstität aber auch eine stärkere Inversion
besser nutzen kann, soll auch der Aufbau getestet werden, bei dem das Pumplicht
entgegen der Richtung des Seed-Lichts in der Faser propagiert.
Die Seed-Leistung ist sowohl für die Verstärkung, als auch für die ASE-Unterdrückung ein wichtiger Faktor. Eine Möglichkeit, mehr Seed-Leistung zur Verfügung
zu haben, wäre das momentan verwendete System mit einer Ausgangsleistung von
740 mW als Seed-Laser zu verwenden und so die Auswirkung von unterschiedlichen
Seed-Leistungen auf den Verstärkerbetrieb zu untersuchen.
Eine Möglichkeit, deutlich mehr Ausgangsleistung zu erreichen, ist der Aufbau
einer zweiten Verstärkerstufe. Da für die zweite Stufe eine deutlich größere SeedLeistung zur Verfügung steht, ist hier die Verwendung einer stärker dotierten Faser
möglich. Um bei größeren Ausgangsleistungen nicht durch nichtlineare Effekte beschränkt zu sein, könnte hier eine kürzere Large-mode-Area-Faser verwendet werden.
Da das System aber schon jetzt deutlich mehr Leistung zur Verfügung stellt als
das momentan verwendete, ist ein Einbau in das Lasersystem zur Erzeugung von
Licht der Wellenlänge 121,56 nm auch so schon vorstellbar. Dafür wäre nur zum
Schutz der Faser der Einbau einer automatischen Abschaltung des Pumplasers bei
zu starker Erhitzung des Steckers auf der Einkoppelseite oder plötzlichem starken
Leistungsabfall der Ausgangsleitung wünschenswert.
60
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limited nanosecond Yb-doped fiber amplifier. Applied Physics B, 2009.
63
Danksagung
An dieser Stelle bedanke ich mich ganz herzlich bei allen, die zum Gelingen dieser
Arbeit beigetragen haben. Im Besonderen danke ich:
• Prof. Dr. Jochen Walz für die Möglichkeit an dieser interessanten Diplomarbeit
zu arbeiten und seine Betreung dabei. Besonderen Dank auch für die nette und
aufmunternde Unterstützung, wenn es mal Probleme gab.
• Prof. Dr. Wilfried Nörthershäuser für die bereitwillige Übernahme der Zweitkorrektur.
• Andreas Koglbauer für die fürsorgliche Betreuung und die Durchsicht dieser
Arbeit.
• den anderen Doktoranden Frank Markert, Daniel Kolbe und Martin Scheid für
die Beantwortung vieler Fragen und die Unterstützung während dieser Arbeit.
• allen anderen Mitgliedern der Lyman-α-Arbeitsgruppe für die gute Zusammenarbeit.
• der Arbeitgruppe von Prof. Dr. Thomas Walther aus Darmstadt, dabei besonders Mathias Sinther für die wertvollen Tipps zum Aufbau eines Faserverstärkers.
• der Arbeitsgruppe von Prof. Dr. Arno Rauschenbeutel, dabei ganz besonders
Christian Wuttke für die Unterstüztung bei allen praktischen Problemen.
• meiner Familie und meinem Freund für die Unterstützung jederzeit und bei
allem, wo sie nötig war.
65
Erklärung
Hiermit erkläre ich, dass ich die vorliegende Arbeit selbstständig verfasst und keine
anderen als die angegebenen Hilfsmittel und Quellen verwendet habe.
Mainz, den 1. September 2009
(Ruth Steinborn)

Diploma thesis Ruth Steinborn - QUANTUM

Transcription

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