Erweiterungen zur automatischen Ansteuerung … der modernen Optik stellen Laser einen elementaren...

Erweiterungen zur automatischenAnsteuerung einesoptisch-parametrischen Oszillators

Extensions of the automatic control unit in an optical parametric oscillator laser systemBachelor-Thesis von Gregor HofmannOktober 2013

Fachbereich Physik

Institut für Angewandte Physik

Nichtlineare Optik und

Quantenoptik

Erweiterungen zur automatischen Ansteuerung eines optisch-parametrischenOszillators

Extensions of the automatic control unit in an optical parametric oscillator laser system

vorgelegte Bachelor-Thesis von Gregor Hofmann

1. Gutachten: Prof. Dr. Thomas Halfmann2. Gutachten: Simon Mieth, M.Sc.

Tag der Einreichung:

Inhaltsverzeichnis

Inhaltsverzeichnis

Einleitung 1

1 Grundlagen des Lasersystems 21.1 Nichtlineare Prozesse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 2

1.1.1 Frequenzmischprozesse . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.1.2 Optisch parametrische Oszillation . . . . . . . . . . . . . . . . . . 31.1.3 Summenfrequenzmischung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4

1.2 Phasenanpassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.3 Quasi-Phasenanpassung . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 61.4 Beschreibung des verwendeten Kristalls . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7

2 Aufbau des Lasersystems 92.1 Das OPO-Modul . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.2 Die Detektionseinheit . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 12

3 Messungen am Lasersystem 133.1 Einfluss der Pumpleistung auf den Laserbetrieb . . . . . . . . . . . . . . 133.2 Einfluss des Etalons . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 143.3 Temperaturänderungen am nichtlinearen Kristall . . . . . . . . . . . . . 173.4 Wellenlängenvariation mit Piezoelementen . . . . . . . . . . . . . . . . 183.5 Langzeituntersuchung des Laserbetriebs . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20

4 Teilautomatisierung des Laserbetriebs 224.1 Charakterisierung des Laserbetriebs . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 224.2 Anschaltroutine und Hauptprogramm . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 22

4.2.1 „AMP Set Power“ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 234.2.2 „OPO Set Etalon“ . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 23

5 Zusammenfassung und Ausblick 24

A Benutzerinterface des Hauptprogramms 25

Literaturverzeichnis A

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Einleitung

Einleitung

In der modernen Optik stellen Laser einen elementaren Bestandteil der Forschungdar. Diese verwenden meist aktive Lasermedien, wie z.B. Farbstoffe, Halbleiteroder spezielle Kristalle. Typischerweise geben dabei die Lasermedien die Wellen-länge des Laserstrahls vor.Ein aktuelles Forschungsgebiet aus der modernen Optik bei dem eine vergleichs-weise unübliche Wellenlänge benötigt wird, ist die Lichtspeicherung in Praseodym-dotierten Kristallen. Die hierzu benötigte Wellenlänge ist λO = 606nm, für die ei-ne vergleichsweise hohe Leistung benötigt wird. Diese Anforderungen werden zurZeit ausschließlich von Farbstofflasern erfüllt. Ein solcher Laser half dabei, Lichtfür eine Minute zu speichern [1, 2]. Das verwendete Farbstofflasersystem erzeugtLaserleistungen > 1 W bei der gewünschten Wellenlänge λO, wobei Farbstoffla-ser diese Laserleistungen in einem großen Wellenlängenbereich erzeugen können.Jedoch sind sie typischerweise groß, wartungsintesiv und verwenden mehrereWellenlängen- und Leistungsstabilisierende optische Elemente, die aufwendig zujustieren sind. Eine gute Alternative zu Farbstofflasern ist die Benutzung von Fest-körperlasern, die nichtlineare Prozesse verwenden, um infrarote Laserstrahlungin sichtbare Strahlung umzuwandeln [3, 4]. Im Gegensatz zu Farbstofflasern sindsolche Festkörperlaser meist kompakter, robust, nicht so wartungsintensiv und ver-wenden weniger optische Elemente, was die Bedienbarkeit erleichtert.Um die Lichtspeicherexperimente in Zukunft fortzuführen, wurde daher ein Fest-körperlasersystem entwickelt, das einen periodisch gepolten Lithiumniobatkris-tall (LiNbO3) verwendet. Dieser ist so gestaltet, dass zwei nichtlineare Prozesse,die optisch parametrischen Oszillation (OPO) und die Summenfrequenzmischung(engl. sum-frequency generation, SFG), zur gewünschten Wellenlänge führen. ZurZeit ist dieses Lasersystem auf die gewünschte Wellenlänge λO bei Laserleistungenum 1 W eingestellt, jedoch verläuft die Bedienung des Lasersystems noch komplettmanuell und ist daher nicht ohne Weiteres für jeden anwendbar.Damit der Betrieb vereinfacht wird, soll in dieser Arbeit eine Teilautomatisierungdieses optisch-parametrischen Oszillators realisiert und die Erzeugung der Ziel-wellenlänge bei 606 nm optimiert werden, um eine Ausgangsleistung von P > 1 Wzu erreichen. Dazu muss eine Detektionseinheit aufgebaut werden, die Leistungund Wellenlänge der erzeugten Laserstrahlung mittels eines Programms aufnimmtund überwacht. Unter Zuhilfenahme von systematischen Messungen der Laserleis-tung und der sichtbaren Wellenlänge in Abhängigkeit mehrerer Systemparameteram Lasersystem, wird der Laserbetrieb charakterisiert. Dadurch wird eine An- undAbschaltroutine des Lasersystems entwickelt und in das Programm eingebettet,wodurch die Bedienbarkeit für alle Anwender deutlich vereinfacht werden soll.

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Kapitel 1. Grundlagen des Lasersystems

Kapitel 1

Grundlagen des Lasersystems

In diesem Kapitel sollen die Grundlagen nichtlinearer Prozesse erarbeitet und dieFunktionsweise des optisch-parametrischen Oszillators erklärt werden. Ausgangs-punkt ist die nichtlineare Optik. Strahlt man einen Laser mit genügend hoher In-tensität in ein transparentes nichtlineares Medium, so kann die Wellenlänge derauslaufenden Strahlen verändert werden. Verwendet man anisotrope Kristalle, soermöglicht eine geeignete Kristallorientierung und passende Temperatur eine Pha-senanpassung. Diese legt die Leistung und Wellenlänge der austretenden Laser-strahlen fest.In unserem Aufbau strahlen wir einen Pumplaserstrahl in einen Lithiumniobatkris-tall (LiNbO3) ein, der in zwei Stufen unterschiedlich periodisch gepolt ist. Dadurchführen wir eine zweistufige Wellenlängenkonversion durch, zunächst die optischeparametrische Oszillation (OPO) mit anschließender Summenfrequenzmischung(SFG). Dabei wird die infrarote Pumpwellenlänge λP = 1064nm in eine sichtbareWellenlänge λO = 606nm konvertiert.

1.1 Nichtlineare ProzesseTrifft Licht auf ein transparentes Medium, so beschreibt die lineare Optik, dass dieElektronen der Atome durch das Licht zu kleinen harmonischen Schwingungenum ihre Gleichgewichtslage angeregt werden. Die Oszillationen der Elektronenerzeugen ihrerseits wieder Emission von Licht, sodass sich Lichtwellen mehre-rer Elektronen in dem Medium überlagern und eine makroskopische Lichtwelledurch das Medium propagieren kann [5, S.224f]. Sei nun ein Laserstrahl mit ho-her Intensität gegeben, wobei die Amplitude der elektrischen Feldstärke in derGrößenordnung der elektrischen Felder der Atome ist. Dann vergrößert sich beider Oszillation der Elektronen um die Gleichgewichtslage der Ausschlag soweit,dass die atomaren Rückstellkräfte nicht mehr linear sind. Die Elektronen beschrei-ben nun unharmonische Schwingungen, sodass die emittierten Lichtwellen neueWellenlängen enthalten. Diese Schwingungen sollen im Folgenden mathematischpräzisiert werden.Die makroskopisch interessante Größe ist die Polarisation ~P des Mediums. Sie be-schreibt, wie ein Medium auf die Anwesenheit äußerer elektrischer Felder ~E rea-giert. Der mathematische Zusammenhang wird durch die Gleichung

~P = ε0

�

χ (1) ~E +χ (2) ~E2 +χ (3) ~E3 + ...�

=: ~P(1) + ~P(2) + ~P(3) + ... (1.1)

beschrieben [5, S.260], wobei χ (i) Tensoren (i+1)-ter Stufe sind. Die Tensoren χ (i)

heißen Suszeptibilitäten i-ter Ordnung. Der Polarisationsbeitrag ~P(1) beschreibt die

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lineare Optik. Polarisationsbeiträge ab ~P(2) beschreiben die auftretenden unhar-monischen Schwingungen. Im weiteren Verlauf wollen wir uns jedoch nur auf denBeitrag ~P(2) beschränken, der für alle hier relevanten Effekte verantwortlich ist.Damit ~P(2) maßgeblich zur Gesamtpolarisation ~P beisteuert, benötigt man nicht-lineare Kristalle. Ein solcher ist der hier verwendete LiNbO3-Kristall, da er einensehr großen nichtlinearen Koeffizient hat und in den relavanten Wellenlängenbe-reichen transparent ist.

1.1.1 Frequenzmischprozesse

Um die im Kristall auftretenden Effekte besser verstehen zu können, sollen zu-nächst Summenfrequenzmischung und Differenzfrequenzmischung (DFG) ausdem Beitrag ~P(2) hergeleitet und interpretiert werden. Dabei hält sich dieHerleitung an [5, S.260ff]. Strahlt man zwei Laserfelder mit den Beiträgen~EP = ~E0P cosωP t und ~ES = ~E0S cosωSt in einen Kristall, dann addieren sie sichzu einem Gesamtfeld ~E = ~EP + ~ES. Es gilt für den Polarisationsbeitrag ~P(2):

~P(2) = ε0χ(2) ~E2 = ε0χ

(2)�

~Ep + ~Es

�2

= ε0χ(2)1/2�

~E201 + ~E

202 + ~E

201 cos2ωp t + ~E2

02 cos2ωs t

+ 2~E01~E02 cos(ωp +ωs)t + 2~E01

~E02 cos(ωp −ωs)t�

=: ~P(2)(0) + ~P(2)(2ωp) + ~P(2)(2ωs) + ~P

(2)(ωp +ωs) + ~P(2)(ωp −ωs)

(1.2)

Im Kristall tritt durch das Strahlungsfeld eine konstante Polarisation ~P(2)(0) auf.Ebenso entstehen frequenzverdoppelte Beiträge ~P(2)(2ωP), ~P(2)(2ωS) sowie Sum-menfrequenzbeiträge ~P(2)(ωP +ωS) und Differenzfrequenzbeiträge ~P(2)(ωP −ωS).Wir definieren ωP +ωS =: ωO und ωP −ωS =: ωI als neue Lichtfrequenzen undkonzentrieren uns im Folgenden auf die SFG und DFG. Die Indizes werden für denRest der Thesis beibehalten und beschreiben die Pumpfrequenz ωP, die Signalfre-quenz ωS, die Idlerfrequenz ωI und die sichtbare Zielfrequenz ωO.

1.1.2 Optisch parametrische Oszillation

Für den ersten relevanten Frequenzmischprozess sei im Folgenden die Situationaus Abbildung 1.1 gegeben, bei der zunächst nur der Pumpstrahl mit der Pumpfre-quenz ωP auf einen nichtlinearen Kristall trifft. Der Pumpstrahl soll eine großeIntensität haben und im Kristall soll nur DFG stattfinden.

Abbildung 1.1: Schematische Darstellung der optisch parametrischen Oszillation

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Da noch kein weiteres Strahlungsfeld vorliegt, kann sich die Pumpfrequenz un-ter Berücksichtigung der Energieerhaltungsgleichung für Photonen (1.3) beliebigaufteilen und erzeugt dabei Frequenzpaare mit ωS und ωI.

}hωP = }hωS+}hωI⇐⇒ωP =ωS+ωI (1.3)

Die Frequenzpaare können anschließend individuell mit dem Pumpstrahl wech-selwirken und wandeln in Folge der DFG Pumpphotonen in Idler- oder Signalpho-tonen mit den dazugehören Frequenzen um:

ωP −ωS→ωI (1.4)ωP −ωI→ωS (1.5)

Infolgedessen tritt eine exponentielle Verstärkung der Signal- und Idlerstrahlungauf. Man nennt diesen Vorgang deshalb optische parametrische Verstärkung. Kop-pelt man nun die Signalstrahlung mithilfe eines Resonators auf den Kristall zurück,so kursiert die Signalstrahlung in dem Kristall. Dadurch kann die Pumpstrahlungfast vollständig in Folge der Konversionsprozesse umgewandelt werden. In dieserAnordnung nennt man die Verstärkung auch optisch parametrische Oszillation,aufgrund der umlaufenden Signalstrahlung [6, Kap. 2.8,2.9].

1.1.3 SummenfrequenzmischungDie Summenfrequenzmischung ist der zweite Frequenzmischprozess im verwen-deten Aufbau. Sei nun ein Signalstrahl mit hoher Intensität und ein Pumpstrahlgegeben, die zusammen in einen nichtlinearen Kristall strahlen, wie in Abbildung1.2 dargestellt. Dabei trete im Kristall nur SFG auf.

Abbildung 1.2: Summenfrequenzmischung in einem nichtlinearen Kristall

Beim Durchwandern des Kristalls wird unter Einhaltung der Energieerhaltung inGleichung (1.6) die Pump- und Signalstrahlung in höherenergetische optischeStrahlung der Frequenz ωO umgewandelt.

}hωP +}hωS = }hωO⇐⇒ωP +ωS =ωO (1.6)

Unter der Annahme einer viel stärkeren Signal- als Pumpstrahlung wird solangeoptisches Licht erzeugt, bis die Pumpstrahlung vollständig umgewandelt wird. ImAnschluss daran wird der Prozess umgekehrt. Die optische Lichtfrequenz wird wie-der in die Signalfrequenz umgewandelt. Dieser Prozess zieht sich über die kom-plette Kristallausdehnung hinweg. Um die Rückkonversion zu unterbinden, wirddie Kristallgröße so dimensioniert, dass das erste Intensitätsmaximum der opti-schen Laserleistung erreicht ist [6, Kap. 2.6].

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1.2 PhasenanpassungDamit die Frequenzkonversion stattfinden kann, muss neben der Energieerhaltungauch die Impulserhaltung für Photonen erfüllt sein. Für den Impuls gilt ~p = }h~k, wo-bei für den Wellenvektor ~k der Zusammenhang |~k|=ωn/c=ω/v , mit Brechungs-index n, Lichtgeschwindigkeit c und Phasengeschwindigkeit v = c/n besteht. DieImpulsbilanz der Frequenzkonversion hat dann folgende Gestalt:

}h~kP ±}h~kS = }h~kO/I⇐⇒ ~kP ± ~kS = ~kO/I (1.7)

Prinzipiell erlaubt die Energieerhaltung jegliche Frequenzkonversion. Jedoch sorgtdie Impulserhaltung (1.7) für eine Selektion von Frequenzen, die an die Dispersi-onseigenschaften des Kristalls gekoppelt sind. Im weiteren Verlauf soll diese Ein-schränkung anhand einer Vereinfachung erläutert werden. Strahlen zwei kollinea-re Laserstrahlen mit Pump- und Signalfrequenz auf den nichtlinearen Kristall, sovereinfacht sich die Impulserhaltungsrelation und wir definieren

∆k := |~k|P ± |~k|S− |~k|O/I = kP ± kS− kO/I

=nPωP

c±

nSωS

c−

nO/IωO/I

c=ωP

vP±ωS

vS−ωO/I

vO/I

(1.8)

als Phasenversatz des Wellenvektors [6, S.76f]. Man entnimmt der letzten Um-formung in Gleichung (1.8), dass sich die Impulserhaltungsbedingung auf das An-gleichen der Phasengeschwindigkeiten der beteiligten Frequenzen zurückzuführenlässt. Sind alle Phasengeschwindigkeiten gleich, so liegt die kritische Phasenanpas-sung vor (∆k = 0). Die Elektronen im nichtlinearen Medium schwingen über diegesamte Kristalllänge phasengleich zueinander und es kann sich eine makroskopi-sche Lichtwelle aufbauen. Liegt keine Phasenanpassung vor (∆k 6= 0), so sind diePhasengeschwindigkeit vP, vS und vO/I unterschiedlich, sodass die Elektronen imMedium phasenverschoben zueinander schwingen. Dadurch überlagern sich dieLichtwellen aus der SFG oder DFG nicht mehr konstruktiv und bauen sich beimDurchlaufen des Weges durch den Kristall auf und wieder ab [6, Kap. 2.3,2.4].Der nichtlineare Kristall zeigt im relevanten Frequenzbereich normale Dispersi-on, das heisst dn/dω > 0. Unter Berücksichtigung der Energieerhaltung undωO >ωP >ωS >ωI ist es nicht möglich, die kritische Phasenanpassung zu reali-sieren. Um den Phasenversatz dennoch auf 0 zu reduzieren, kann man die Tem-peratur des nichtlinearen Kristalls verändern, da die Brechungsindizes tempera-turabhängig sind. Eine weitere Möglichkeit um die Phasenanpassung zu erfüllen,ist die Verwendung von nichtlinearen doppelbrechenden Kristallen. Sie besitzenausgezeichnete Kristallachsen, die man optische Achsen nennt. Strahlt man Lichtunter einem Winkel Θ zur optischen Achse eines uniaxialen Kristalls ein, so spal-tet sich der Lichtstrahl auf1. Der sogenannte ordentliche Strahl folgt der normalenDispersion mit dem Brechungsindex no. Der außerordentliche Strahl folgt danndem außerordentlichen Brechungsindex ne(Θ), der von dem Winkel Θ abhängig

1Dieser Effekt ist von der Polarisation des Strahls abhängig. Es soll hier nur um die grundsätz-liche Idee der Phasenanpassung gehen.

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ist. Dreht man den Kristall um seine optische Achse, sodass die Brechungsindizesno = ne(Θ) gleich sind, dann kann die Phasenanpassung für zwei beteiligte Fre-quenzen erfüllt werden. Für die SFG oder DFG benötigt man biaxiale Kristalle, diezwei optische Achsen haben, damit man insgesamt drei Phasengeschwindigkeitenanpassen kann [5, Kap. 8.5].Im Folgenden soll eine weitere Phasenanpassungsmöglichkeit vorgestellt werden,die auch im Lasersystem Anwendung findet.

1.3 Quasi-PhasenanpassungErreicht man mit den Techniken aus Abschnitt 1.2 keine Phasenanpassung, dadie Temperaturabhängigkeit der Brechungsindizes zu schwach ist oder es keinengeeigneten Winkel zur Anpassung der Brechungsindizes gibt, so bietet die Quasi-Phasenanpassung (engl. quasi-phase-matching, QPM) eine Alternative. Dazu mussder Fall ∆k 6= 0 genauer erläutert werden. Man betrachte im Folgenden den zu-rückgelegten Weg z eines Laserstrahls durch den nichtlinearen Kristall der LängeL . Weiter definiert man die Kohärenzlänge Lc = π/∆k, nach der sich der Phasen-versatz ∆k der beteiligten Frequenzen um π geändert hat.

Abbildung 1.3: Vergleich der verschiedenen Phasenanpassungsmöglichkeiten. Aufgetra-gen ist die Feldamplitude der entstehenen Lichtwelle aus der SFG oder DFG über der ska-lierten Propagationskoordinate z. Der Amplitudenverlauf (a) beschreibt den Fall eines Pha-senversatzes. Verlauf (b) zeigt die QPM unter Berücksichtigung von χ(2) im Hintergrund.Der Verlauf (c) zeigt den Verlauf bei kritischen Phasenanpassung.

Kurve (a) in Abbildung 1.3 zeigt die Feldamplitude des frequenzgemischten Laser-strahls in Abhängigkeit des zurückgelegten Wegs für einen nichtlinearen Kristall

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mit Phasenversatz. Nachdem ein Maximum der Feldstärke bei z = Lc erreicht ist,nimmt die Feldstärke bis zur durchstrahlten Länge 2Lc ab, da sich nun Lichtwel-lenpaare im Kristall finden, die einen Phasenversatz von π haben und destruktivmit einander interferieren. Invertiert man ab der Länge Lc die Suszeptibilität desKristalls, so entstehen alle folgenden Lichtwellen mit einer zusätzlichen Phasen-verschiebung von π. Durch diese zusätzliche Phasenverschiebung überlagern sichdie neuen Lichtwellen konstruktiv mit denen aus der alten Schicht. Das Verhaltender erzeugten Feldstärke ist dann in Kurve (b) in Abbildung 1.3 zu sehen. Durcheine regelmäßige Invertierung der Suszeptibilität des Kristalls erzeugt man Quasi-Phasenanpassung. Die Invertierungen erreicht man mithilfe des technischen Ver-fahrens des periodischen Polens (PP). Beim PP erhält man durch starke statischeelektrische Felder, die an den doppelbrechenden Kristall angelegt werden, eineInversion der optischen Achsen, die dauerhaft besteht. Dadurch wird auch χ (2) in-vertiert [7]. Eine geeignete Länge der Polungsperiode 2Lc im Kristall erzeugt alsodie gewünschten Frequenzen aus der Frequenzmischung.Obwohl die Feldstärken bei der QPM um den Faktor 2/π kleiner sind als bei derkritischen Phasenanpassung - wie der Vergleich von (b) und (c) in Abbildung 1.3zeigt - bietet die QPM noch entscheidende Vorteile. Die Polung entlang einer be-liebigen Kristallachse erlaubt die Verwendung eines gewünschten Koeffizientendes Tensors χ (2), wodurch eine Effizienzsteigerung um mindestens π/2 bei derQPM erreicht werden kann. Zudem kann dabei die Polarisationsrichtung der be-teiligten Laserstrahlen beliebig gewählt werden, wohingegen sie bei der kritischenPhasenanpassung festgelegt werden muss. In Folge der Impulserhaltungsbedin-gung tritt bei der kritischen Phasenanpassung durch minimale Phasenversätze einAufweiten des Laserstrahls auf, weshalb die Strahlen wieder kollimiert werdenmüssen. Die QPM erzeugt keinen solchen Effekt [8, Kap. 5.7].

1.4 Beschreibung des verwendeten Kristalls

In unserem Lasersytem soll orangefarbenes Licht der Wellenlänge λO = 606 nmerzeugt werden. Dazu steht ein Pumplaser der Pumpwellenlänge λP = 1064 nmzu Verfügung. In einem nichtlinearen Kristall soll die Umwandlung der Pumpwel-lenlänge in zwei Stufen geschehen. In der ersten Stufe entstehen in der OPO dieSignal- und Idlerwellenlängen λS = 1407 nm und λI = 4365 nm. Dieser Prozess istnamensgebend für das Lasersystem. Im nächsten Schritt wird die Signalwellenlän-ge mit der Pumpwellenlänge in der SFG zu λO gemischt. Diese Konversionsprozes-se stellen einige Anforderungen an den verwendeten Kristall. Zum Einen muss erfür alle erzeugten Wellenlängen transparent sein. Zusätzlich muss für jeden Fre-quenzmischprozess die Phasenanpassung erfüllt werden.Ein nichtlinearer Kristall, der im sichtbaren Wellenlängenbereich bis zum Infra-rot transparent ist und zusätzlich einen hohen nichtlinearen Koeffizienten hat, istLiNbO3 [9, 10]. Die Phasenanpassung wird mit periodischer Polung des Kristallsrealisiert, wie bereits in Abschnitt 1.3 erklärt. Dabei ist anzumerken, dass die Bre-chungsindizes stark temperaturabhängig sind und sich die Temperatur des Kris-talls während dem Laserbetrieb aufgrund von Aufheizungsprozessen bei hohen

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Laserleistungen variieren kann. Im Kristall finden beide Frequenzmischprozessein zwei verschiedenen gepolten Stufen statt. Der Längsschnitt des Kristalls ist inAbbildung 1.4 zu sehen. Der Kristall ist senkrecht zum Strahlengang verschieb-bar, der horizontal durch den Kristall führt. Die Polungsperiode ist in der linkenStufe fächerförmig aufgebaut und in der rechten Stufe in drei Bereichen unter-teilt, die jeweils gleiche Polungsperioden haben. Die fächerförmige Anordnung indem OPO-Bereich hat den Zweck, dass durch die Verschiebung des Kristalls gegenden einfallenen Laserstrahl die Signal- und Idlerwellenlängen aus der OPO kon-tinuierlich durchgestimmt werden können, da jede Polungsperiode einer anderenPhasenanpassungsbedingung genügt. Die eingetragenen Wellenlängen beziehensich auf den Ort des Pumpstrahls, der bei einer Kristalltemperatur von 45 °C durchden Kristall gestrahlt wird. In der nächsten Stufe trifft der Laserstrahl mit den er-zeugten Wellenlängen aus dem ersten Prozess auf einen der drei SFG-Bereiche.In jedem Bereich können die kontinuierlich durchgestimmten Signalstrahlen mitdem verbliebenen Pumpstrahl sichtbares Licht erzeugen, dessen Wellenlängen vondem jeweiligen Bereich abhängen, wie es in Abbildung 1.4 eingezeichnet ist.LiNbO3 ist zusätzlich ferroelektrisch, elektrooptisch und photorefraktiv. Diese Ei-genschaften sorgen im Kristall in Anwesenheit elektrischer Felder zur Erzeugungvon Raumladungszonen, die die Brechungsindizes lokal ändern und somit die Pha-senanpassungsbedingung variieren [11]. Der Erzeugung von Raumladungszonenwird entgegengewirkt, indem der Kristall mit Magnesiumoxid-Ionen dotiert wird.Die Ionen unterbinden die Bildung von Raumladungszonen, indem sie Elektronenstärker binden, als die übrige Kristallstruktur [12].Mit den Grundlagen des optisch-parametrischen Oszillators wurden die physikali-schen Vorgänge im nichtlinearen und doppelbrechenden Medien erläutert, sowiedie Eigenschaften des LiNbO3- Kristalls erklärt, sodass für die kommenden Kapitelspezieller auf das verwendete Lasersystem eingegangen werden kann.

Abbildung 1.4: Der nichtlineare Kristall schematisch im Längsschnitt. In der linken Stu-fe sieht man die Polungsperioden und Signalwellenlängen, die mit der Höhe des Kristallszunehmen. In der rechten Stufe befinden sich drei Bereiche unterschiedlicher Polung dieverschiedene sichtbare Wellenlängen erzeugen. Die Wellenlängen beziehen sich auf eineKristalltemperatur von 320 K [13].

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Kapitel 2. Aufbau des Lasersystems

Kapitel 2

Aufbau des Lasersystems

In diesem Kapitel sollen die Komponenten des Lasersystems und die, die der Über-wachung des Laserbetriebs dienen, beschrieben werden. Dabei wird insbesonderedas OPO-Modul detaillierter charakterisiert. Abbildung 2.1 zeigt schematisch denLaseraufbau.

Abbildung 2.1: Schematische Darstellung des Lasersystems. Hochreflektierende Spiegel(R ≈ 95 %) werden zum Einkoppeln des Großteils der orangenen Laserleistung für weitereExperimente verwendet. Eine schnelle Photodiode dient zur Leistungsdiagonstik und einWellenlängenmessgerät misst die Wellenlänge. Wellenlänge und Laserleistung können mitdem PC ausgelesen werden, die Pumpleistung des Faserverstärkers und der Winkel desEtalons im OPO-Modul sind ebenfalls mit dem PC verstellbar.

Ein Seedlaser (Y10 von NKT Photonics) erzeugt den Pumplaserstrahl der Wel-lenlänge λP = 1064 nm mit einer Ausgangsleistung von P0 = 11 mW in einerYb-dotierten Faser. Zusätzlich befindet sich an der Faser ein Piezoelement, mitdem die Faserlänge variiert werden kann. Dadurch lässt sich die Pumpwellenlän-ge kontinuierlich im Bereich ±0.25 nm durchstimmem [13]. Anschließend kann ineinem Faserverstärker (YAR-20K-LP-SF von IPG Photoncs) die Laserleistung bis zu

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PP = 15 W verstärkt werden. Daraufhin wird in dem OPO-Modul (ArgosTM Model2400 CW von Aculight) der Pumpstrahl durch die in Kapitel 1.1 beschriebenenFrequenzmischprozesse zu einer sichtbaren Wellenlänge λO = 606 nm konver-tiert und eine Laserleistung bis zu P = 1.5 W erzeugt. Ein Strahlenteiler teilt denLaserstrahl der erzeugten, sichtbaren Strahlung auf, sodass insgesamt 10 % dererzeugten Laserleistung reflektiert werden. Ein Reflex an der Spiegelvorderseitewird zur Stabilisierungseinheit geführt, die für diese Arbeit nicht relevant ist. Derschwächere Reflex von der Rückseite des Strahlenteilers wird zur Wellenlängende-tektion mit einem Wellenlängenmessgerät (WS6 von HighFinesse) ausgekoppelt.Der restliche sichtbare Laserstrahl wird mit 90 % der erzeugten Gesamtleistungdurchgelassen und über zwei Einkoppelspiegel in eine einmodige Faser geleitet,die zu weiteren Experimenten führt. Bei jedem Spiegel treten trotzdem Trans-missionen eines Bruchteils des optischen Strahls auf. Dadurch wird ein Teilstrahldes optischen Strahls in einer Photodiode (FDS100 von Thorlabs) aufgefangenund über einen Analog-Digital-Konverter (ADC, cDAQ-9171 von National Instru-ments) zur Leistungsüberwachung genutzt. In einem Strahlenblock werden dannnichtbenötigte Strahlen der infraroten und sichtbaren Wellenlänge in einen Blockaufgehalten, um unnötige Reflexe im Aufbau zu verhindern. Der Faserverstärker,das OPO-Modul, das Wellenlängenmessgerät und der ADC sind mit einem PC ver-bunden.

2.1 Das OPO-Modul

Der Pumpstrahl des Faserverstärkers wird über eine Faser in das OPO-Modul ge-leitet. Der schematische Aufbau im Inneren des OPO-Moduls ist in Abbildung 2.2zu sehen. Der Pumpstrahl aus dem Faserverstärker wird in einen Resonator ge-strahlt, in dem er auf den LiNbO3-Kristall trifft. Der Kristall wurde bereits in Ab-schnitt 1.4 diskutiert und wandelt die Wellenlänge des Pumpstrahls λP = 1064 nmin die sichtbare Wellenlänge λO = 606 nm, sowie die Signal- und Idlerwellenlän-gen λS = 1407 nm und λI = 4365 nm um. Die Kavität ist resonant auf der Si-gnalwellenlänge λS um die OPO im ersten Frequenzmischprozess zu ermöglichen.Die verschiedenen Wellenlängen werden separiert und verlassen anschließend dasOPO-Modul über drei unterschiedliche Öffnungen.Der Kristall ist so montiert, dass er in seiner vertikalen Position gegen den ein-fallenden Laser verschoben werden kann. So erzeugt man in der OPO bei ver-schiedenen Strahlversätzen unterschiedliche Signal- oder Idlerwellenlängen (sie-he Abschnitt 1.4). Daraufhin durchlaufen die erzeugten Wellenlängen einen derdrei SFG-Bereiche, um die orangefarbene Wellenlänge zu mischen. Die Wellenlän-geneinstellung mithilfe der Kristallposition deckt, wie im Kristallschema 1.4 einge-zeichnet, einen großen Wellenlängenbereich von über 10 nm ab. Für den Aufbauwurde aber die Kristallposition konstant gelassen. Seine vertikale Position ist soeingestellt, dass der Pumstrahl den Kristall im zweiten SFG-Bereich durchläuft.Grund dieser Wahl ist, dass bei der gewählten Kristallposition und einer Kristall-temperatur von 32.5 °C die gewünschte Wellenlänge λO = 606 nm erzeugt wird.Der Ofen am Kristall kann die sichtbare Wellenlänge weiter verändern, indem

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durch Temperaturunterschiede die Phasenanpassungsbedingung verändert wird.Jedoch wird die Ofentemperatur konstant gelassen, damit die Frequenzmischpro-zesse im Kristall stabil laufen. Ebenso befindet sich um den Resonator ein Peltie-relement, das den Resonator kühlen soll. Mithilfe weiterer Einstellungsmöglich-keiten, wie dem Etalonwinkel oder der Piezospannung an dem Resonatorspiegel,kann die Wellenlänge noch genauer eingestellt werden.

Abbildung 2.2: Schematischer Aufbau des OPO-Moduls. Die Kavität ist resonant auf der Si-gnalwellenlänge und beinhaltet den nichtlinearen Kristall (PP LiNbO3) sowie ein Etalon zurModenselektion. Das Etalon ist drehbar gelagert und kann mit einem PC verstellt werden.Der nichtlineare Kristall kann vertikal gegen den Strahl verschoben und mit einem Ofengeheizt werden, wobei die Verschiebevorrichtung des Kristalls und dessen Ofen nicht ein-gezeichnet sind. Ebenfalls kann ein Piezoelement an einem Resonatorspiegel die Resona-torlänge ändern.

Das Modenprofil des Etalons und des Resonators ist in Abbildung 2.3 dargestelltund soll die Einstellungsmöglichkeit des Etalons kurz beschreiben. Das Etalon se-lektiert eine Resonatormode der Signalwellenlänge aus dem Modenprofil der Ka-vität. Durch Drehen des Etalons verschiebt sich des Etalonprofil gegen das Verstär-kungsprofil der zweigeteilten Frequenzkonversion, wodurch die Signalwellenlän-ge kontinuierlich über die Resonatormoden durchgefahren werden kann. Darausresultiert eine Änderung von λO in der SFG. Jedoch sorgt eine Änderung der umge-wandelten Wellenlängen auch für eine Modifikation der Phasenanpassungsbedin-gung, wodurch sich das Verstärkungsprofil der Wellenlängenkonversion verändert.Daher ist es schwierig theoretisch vorherzusagen, inwieweit das Drehen des Eta-lons Einfluss auf die sichtbare Wellenlänge nimmt.Der Einfluss der Änderung der Resonatorlänge durch die Verschiebung der Reso-natorspiegels ist so gering, das er für den Rest dieser Arbeit nicht relevant ist.Weiterhin ist zu erwähnen, dass im Laserbetrieb die Rückkopplung der Signal-wellenlänge eine Aufheizung des Kristalls verursacht. Bei diesem Vorgang werdendurch Temperaturunterschiede im Kristall die Brechungsindizes verändert, was diePhasenanpassungsbedingung während dem Laserbetrieb weiter beeinflusst.

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Abbildung 2.3: Modenprofil im Lasersystem schamatisch. Das genäherte gaussförmige Ver-stärkungsprofil aus beiden nichtlinearen Prozessen ist von der Kristalltemperatur T, derPumpwellenlänge λP und der Phasenanpassung ∆ν abhängig. Das Etalon hat einen frei-en Spektralbereich von 400 GHz [13] und die Resonatormoden haben einen gemessenenspektralen Abstand von 750 MHz.

Die Untersuchung der Einflüsse des Etalons und verschiedener Pumpwellenlängenauf die Wellenlängenkonversion sind essentiell für die Teilautomatisierung des La-serbetriebs.

2.2 Die DetektionseinheitUm die Wellenlänge der sichtbaren Laserstrahlung zu erfassen und die Laserleis-tung zu messen, wird ein Wellenlängenmessgerät verwendet, sowie eine Photo-diode in Kombination mit einem ADC. Diese Geräte sind ebenfalls in Abbildung2.1 dargestellt. In das Wellenlängenmessgerät wird ein Reflex vom dem Strahlen-teiler gestrahlt, um die sichtbare Wellenlänge λO aufzunehmen. Die Photodiodewird über eine äußere Spannungsquelle vorgespannt um im ADC eine Zeitauflö-sung < 1 µm zu erreichen. Dazu wurde ein ADC gewählt, der eine Abtastrate von100 kS/s aufweist. Dadurch können sehr schnelle Leistungsfluktuationen in derLaserleistung nachgewiesen und am Computer verarbeitet werden. Mithilfe derDetektion von Wellenlänge und Laserleistung der sichtbaren Strahlung kann dasLasersystem charakterisiert werden, indem verschiedene Einstellungen am Laser-system verändert werden und deren Auswirkung auf die genannten Größen un-tersucht wird.

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Kapitel 3. Messungen am Lasersystem

Kapitel 3

Messungen am Lasersystem

Dieses Kapitel befasst sich mit systematischen Messungen an dem Lasersystem.Dabei werden Systemparameter verändert und deren Einfluss auf die Wellenlängeund Leistung des Laserstrahls im sichtbaren Bereich untersucht. Dadurch könnenauch die Einflüsse der Systemparameter für die An- und Abschaltroutine bestimmtwerden. Es wird sich auf den Wellenlängenbereich um λO = 606 nm konzentriert,da diese Wellenlänge in weiteren Experimenten von Nutzen ist.

3.1 Einfluss der Pumpleistung auf den Laserbetrieb

Für die in Kapitel 1.1 besprochenen nichtlinearen Effekte sind Pumpstrahlen hoherIntensität nötig. Daher ist es von Interesse, die Laserschwelle zu bestimmen, d.h.ab welcher Pumpleistung Frequenzkonversion auftritt. Ebenso werden Laserleis-tung und sichtbare Wellenlänge in Abhängigkeit der eingestrahlten Pumpleistunggemessen. Dazu wurde eine Messreihe aufgenommen, die in Abbildung 3.1 zusehen ist. Es ist zu erkennen, dass ab einer Pumpleistung von Pmin = 8.2 W dieWellenlänge im sichtbaren Bereich erzeugt wird. Bei Erhöhung der Pumpleistungbis zu P ≈ 11 W springt die Wellenlänge um insgesamt 0.02 nm, während die La-serleistung näherungsweise monoton wächst. Zwischen den Pumpleistungen von11W-13W stellt sich eine konstante Wellenlänge ein, die Laserleistung wird hierbei einer Pumpleistung von etwa PO = 11.5 W maximal. Bei höheren Pumpleistun-gen ist zunächst ein Sprung in der Wellenlänge zu sehen, worauf ein Sprung inder Leistung bei geänderter Wellenlänge folgt.Die Laserschwelle bei 8.2 W setzt sich aus der OPO und der SFG zusammen. Indem ersten Teil des Kristalls wird zunächst eine hohe Pumpintensität benötigt, umdie Signalwellenlänge zu erzeugen. Daraufhin entzieht die SFG die entstandeneSignalstrahlung aus der OPO, um den sichtbaren Laserstrahl zu mischen. Dadurchwird die Laserschwelle nach oben getrieben, bis genügend Signalstrahlung erzeugtwerden kann, sodass beide Prozesse effizient laufen. Beim Erhöhen der Pump-leistung treten Wellenlängensprünge der optischen Strahlung auf, was auf eineÄnderung der Phasenanpassungsbedingung zurückzuführen ist, da sich bei höhe-ren Pumpleistungen der Kristall erwärmt. Dadurch ändern sich die Brechungsin-dizes und die Phasenanpassungsbedingung wird verändert, wodurch Sprünge inder sichtbaren Wellenlänge und Laserleistung zu erkennen sind. Darauf folgt einPlateau in der Wellenlänge und eine näherungsweise konstante Laserleistung. Indiesem Bereich stellt sich ein Gleichgewicht aus Erwärmung des Kristalls mit Än-derung der Phasenanpassungsbedingung und höherer Pumpstrahlung ein. Ein Ma-

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Abbildung 3.1: Die gemessene Laserleistung bei einer Wellenlänge um λO = 606 nm aufge-tragen über der Pumpleistung des Faserverstärkers.

ximum der Frequenzkonversionseffizienz wird bei PO erreicht. Bei der OPO wirdgerade soviel Leistung der Signalwellenlänge aus der Pumpleistung erzeugt, wiees Verluste zulassen. In der SFG wird soviel Pumpleistung zum Frequenzmischenverwendet, wie möglich. Ein weiterer Anstieg der Pumpleistung wird somit zumAnlaufen einer neuen Lasermode verwendet. Dieser Effekt tritt in dieser Messungbei einer Pumpleistung von Pmax = 13.5 W auf, jedoch kann er auch früher auftre-ten. In der OPO bleibt nach der Sättigung des Frequenzmischprozesses noch sovielPumpleistung über, die dazu ausreicht, eine weitere Signalstrahlmode in der OPOanlaufen zu lassen. Diese Mode wird daraufhin im zweiten Frequenzmischprozesszur Erzeugung einer neuen sichtbaren Wellenlänge verwendet. Prinzipiell ist esschwierig zu erkennen, wann das Lasersystem mehrmodig läuft, da die Höhe derLaserleistung alleine nicht aussagekräftig genug ist. Daher wird die Pumpleistungfür den Laserbetrieb so gering wie möglich gelassen, sodass gerade noch eine ho-he Konversionseffizienz von der Pumpstrahlung zur optischen Strahlung erreichtwird, was bei P ≤ PO der Fall ist. Zur Detektion eines mehrmodigen Laserverhal-tens wird ein externes Fabry-Pérot-Interferometer (FPI) verwendet. MehrmodigesVerhalten kann auch durch das Drehen des Etalons kompensiert werden, dessenEinfluss auf den Laserbetrieb als nächstes untersucht werden soll.

3.2 Einfluss des Etalons

Im Laserresonator sorgt ein internes Etalon für die Modenselektion und Leistungs-optimierung aus dem Resonatorprofil. In Abbildung 3.2 ist eine Messung der Laser-leistung und sichtbaren Wellenlänge zu sehen, die den Einfluss des Etalonwinkels

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innerhalb des Laserresonators auf das Lasersystem zeigt. Dabei ist anzumerken,dass bei der Messung einmal der Etalonwinkel von positiv nach negativ durchge-fahren wurde, dargestellt durch die gefüllten Messpunkte und einmal der Winkelvon negativ zu positiv durchgefahren wurde, was mit den offenen Punkten darge-stellt wird. Beim Abnehmen des Winkels erkennt man, dass die Laserleistung bis zueinem Maximum zunimmt, während die Wellenlänge zunächst über der Zielwel-lenlänge λO = 605.983 nm bleibt. Bei kleineren Winkeln, bei denen die Leistungmaximal wird, fällt die Wellenlänge auf den Sollwert. Bei noch kleineren Winkelnbricht der Laserbetrieb zusammen. Beim Durchfahren des Etalonwinkels in die po-sitive Richtung wird nur in einem kleinen Winkelbereich sichtbare Laserstrahlunggemessen. Ebenfalls ist zu sehen, dass ein kompletter freier Spektralbereich desEtalons durch gestimmt wurde, da das Verstärkungsmuster zweimal auftritt.

Abbildung 3.2: Wellenlänge und Leistung in Abhängigkeit des Drehwinkels des Etalons.Der Winkel 0° entspricht einem beliebig kalibirierten Nullpunktswinkel. Bei den gefülltenPunkten wurde der Etalonwinkel von 1° nach −2° verschoben. Bei offenen Punkten wurdevon −2° nach 2° gemessen.

Es sei nochmal angemerkt, dass das Etalon nur die Signalwellenlänge beeinflus-sen kann, wie in dem Aufbau in Abbildung 2.2 gezeigt wird. Da in dem Aufbaukeine Leistungsdiagnostik für den Signalstrahl vorliegt, müssen wir den Einflussdes Drehens des Etalons auf beide Frequenzkoversionsprozesse betrachten.Sei nun der Etalonwinkel so eingestellt, dass keine Laserleistung messbar ist.Durch Drehen des Etalonwinkels fängt der Laser bei gewissen Startwinkeln φ0

an, die Wellenlängenkonversion zu starten. Dabei spielt es keine Rolle, aus wel-cher Richtung dieser Winkel angefahren wird. In der Abbildung 3.2 wären diesePunkte bei etwa −0.75° oder +0.5°. Durch die Drehrichtung auftretende Verschie-bungen von φ0 sind wahrscheinlich auf Hystereseeffekte der Etalonjustierung zu-rückzuführen, jedoch könnten auch andere Effekte Einfluss auf dieses Verhalten

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haben, die nicht mit der sichtbaren Wellenlänge gemessen werden können.Nun macht es einen Unterschied, in welche Richtung das Etalon weiter gedrehtwird. Das soll mit einer kleinen Rechnung verdeutlicht werden. Für den freienSpektralbereich ∆ν eines Etalons gilt:

∆ν=c

2deffcosφ ≈

c2deff

(1−φ2

2) (3.1)

Dabei ist deff = dn der optischen Weg, der sich aus der Dicke d und dem Brechungs-index n des Etalons zusammensetzt und φ der Winkel zwischen dem Etalon unddem Strahlengang, wie in Abbildung 2.2 eingezeichnet ist. Bei Veränderung desEtalonwinkels ergibt sich daraus

φ→ φ ±δ⇒∆ν→∆ν∓ ε (3.2)

Verwendet man λ= c/ν, so folgt abschließend

φ→ φ ±δ⇒ λ→ λ± θ (3.3)

Das Erhöhen bzw. Verringern des Etalonwinkels erhöht bzw. verringert also dieerzeugte Signalwellenlänge. Daraus folgt auch ein Erhöhen oder Verringern dersichtbaren Wellenlänge. Jedoch wird durch das Drehen des Etalons die sichtbareWellenlänge nur in Schritten von 0.0009 nm geändert, was dem Modenabstandder Resonatormoden entspricht.Die erzeugte Wellenlänge ist von der Phasenanpassungsbedingung abhängig. Aus-gehend von der anfangs anlaufenden Wellenlänge, sorgt nur eine Verringerungdes Etalonwinkels (= Verringerung der Signalwellenlänge) zu einer verbessertenLaserleistung, indem die Signalwellenlänge zur optimalen Phasenanpassungsbe-dingung geschoben wird. Das Zunehmen der Laserleistung sorgt aber ebenfalls zueiner Erwärmung des Kristalls. Dadurch ändern sich die Brechungsindizes des Kris-talls. Durch diesen thermischen Vorgang wird die Phasenanpassungbedingung fürdie geringere Wellenlängen verbessert. So ist es nach Anlaufen des Lasers möglich,die Wellenlänge mithilfe des Etalons stetig zu verringern und die Laserleistung zuerhöhen. Dadurch erklärt sich auch, dass der Laser immer bei einer höheren Wel-lenlänge anläuft. Denn es fehlen die thermischen Effekte, die die Phasenanpas-sungsbedingung bei niedrigeren Wellenlängen erst ermöglichen.Deshalb wird bei einer Anschalteroutine immer zuerst der Etalonwinkel nach obenbis φ0 vergrößert und anschließend bis zu einem optimalen Winkel φopt = −0.45°verringert. Wird das Etalon nach dem Anlaufen zu weit in negativer Richtung ge-dreht, so bricht die Laserleistung abrupt ein. Wird die Signalwellenlänge durch dasEtalon immer weiter verringert, so ist es möglich, dass die Phasenanpassungbedin-gung in der OPO bzw. der SFG nicht mehr für die Frequenzkonversion erfüllt ist.Aufgrund der Geschwindigkeit des Vorgangs wird wahrscheinlich die OPO nichtmehr stattfinden, weshalb die SFG kein orangefarbenes Licht mehr erzeugen kann.Dazu muss aber der Einfluss des Etalons auf die Erzeugung der Signalwellenlängebekannt sein, um eine genaue Aussage treffen zu können.

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3.3 Temperaturänderungen am nichtlinearen Kristall

Im kommenden Abschnitt soll untersucht werden, welchen Einfluss Temperatur-änderungen des Kristalls auf den Laserbetrieb haben. Dazu wird die Temperaturdes Ofens am Kristall verändert. Beim Heizen des Kristalls war es aber nicht mög-lich, für beliebige Temperaturen die Laserleistung zu überwachen, da der Ofeneine ausgeprägte Temperaturübersteuerung bei Heizvorgängen zeigt. Um den Ef-fekt zu vermindern, wird das OPO-Modul extern mit einem Peltierelement gekühlt.Trotzdem steigt die Temperatur des Kristalls rapide über seinen Sollwert, wenn dieOfentemperatur angehoben wird, worauf sich die Heizung wieder abschaltet unddie Temperatur des Kristalls langsam auf den Sollwert zurückfährt. Der Kristall er-zeugt im verwendeten Laseraufbau bei Temperaturen um 32.5 °C die gewünschtesichtbare Wellenlänge mit hoher Leistung. Jedoch ist die Heizung für einen Betriebvon über 45 °C ausgelegt, was in der Dokumentation OPO-Moduls geschriebensteht [13]. Deshalb tritt wahrscheinlich die schwache Regelung der Ofentempe-ratur auf. Um den Einfluss der Temperatur dennoch zu überprüfen, wurde derKristall zunächst auf 37 °C geheizt und anschließend die Heizung abgeschaltet.Dann konnte Laserleistung und sichtbare Wellenlänge in Abhängigkeit von Tem-peraturen zwischen 31.9 °C und 32.7 °C aufgenommen werden, was in Abbildung3.3 zu sehen ist. Jedoch sei darauf hingewiesen, dass außerhalb dieses Tempe-raturbereichs sowohl die Laserleistung, als auch die Wellenlänge instabil warenund starken Schwankungen unterlagen. Diese Instabilitäten sind in Abbildung 3.3nicht gezeigt. In der Abbildung ist zu erkennen, dass mit steigender Tempera-tur die Wellenlänge zunimmt. Dabei treten kleine Sprünge der Wellenlänge um0.0009 nm = 750 MHz auf. Diese Sprünge lassen sich als Sprünge um den freienSpektralbereich der Resonatormoden deuten. Zeitgleich zu den Sprüngen der Wel-lenlänge springt auch die Laserleistung, wobei ein Einbrechen der Laserleistungzu erkennen ist. Jedoch bleibt zwischen den Sprüngen die Wellenlänge konstant,während die Leistung zu größeren Temperaturen hin abfällt, bis sie nach einemSprung wieder ansteigt.Um den Einfluss der Kristalltemperatur auf den Laserbetrieb besser deuten zu kön-nen, sei angemerkt, dass das eingebaute Etalon aus unbeschichtetem Quarzglasbesteht und eine sehr geringe Reflektivität aufzeigt. Dadurch ist die Verstärkungs-kurve sehr breit und es befinden sich in dem Transmissionsprofil des Etalons vieleResonatormoden, wie schematisch in Abbildung 2.3 dargestellt ist.Durch die Temperaturabnahme ändert sich kontinuierlich die Phasenanpassungs-bedingung. Dadurch verschiebt sich das Verstärkungsprofil der Frequenzmischunggegen das Profil des Etalons, damit die momentan laufende Resonatormode unterdie Laserschwelle fällt. Dann bricht der Laserbetrieb kurz ein, was die Sprüngeder Laserleistung zeigen. Die Wärmeentwicklung in Folge des bestandenen Laser-betriebs reicht aber aus, damit die nächste Resonatormode anlaufen kann, für diedie Phasenanpassungsbedingung nur geringfügig verändert ist. Der Verlauf derLaserleistung zwischen zwei Sprügen deutet darauf hin, dass mit steigender Tem-peratur bei fester Wellenlänge die Phasenanpassung schlechter wird.Bei dieser Messung zeigt sich eine sehr sensible Abhängigkeit der Messgrößen vonder Kristalltemperatur und es sei darauf hingewiesen, dass dieses Verhalten nur

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während eines Abkühlvorgangs des Kristalls aufgenommen wurde. Dennoch gibtdie Einstellung der Ofentemperatur eine Möglichkeit zur schrittweisen Wellenlän-genselektion mit 0.007 nm/°C. Jedoch wird im Laserbetrieb die Heiztemperaturstets konstant gehalten, um stabilen Betrieb zu ermöglichen.

Abbildung 3.3: Abhängigkeit der Leistung und Wellenlänge von der Kristalltemperaturim stabilen Betrieb zwischen 31.9 °C und 32.7 °C. Die Wellenlänge springt in 750 MHz-Schritten, dem freien Spektralbereich der Kavität.

3.4 Wellenlängenvariation mit Piezoelementen

Neben der Temperaturabhängigkeit der Wellenlänge, bei der die Phasenanpas-sungsbedingung verändert wird, sind im Lasersystem noch zwei Piezoelementeeingebaut, die die sichtbare Wellenlänge verändern können, ohne die Kristallei-genschaften zu ändern. Dieser Abschnitt befasst sich hauptsächlich mit dem Pie-zoelement des Seed-Lasers, da der Einfluss auf die Wellenlänge des Piezoelementsim OPO-Resonator zu gering ist. Das Piezoelement des Seed-Lasers kann mit Span-nungen von 0-200 V betrieben werden und kann die Pumpwellenlänge kontinu-ierlich um 100 GHz variieren [13]. Eine kontinuierliche Veränderung der Pump-wellenlänge sorgt aber für eine kontinuierliche Veränderung der Idlerwellenlän-ge in der OPO und der sichtbaren Wellenlänge in der SFG, da die Signalwellen-länge durch das Etalon festgehalten wird. Zunächst wird die Piezospannung aufeinem konstanten Wert eingestellt, für den optimale Phasenanpassung vorliegt.Nun soll untersucht werden, wie weit die Wellenlänge modensprungfrei im Be-reich der optimalen konstanten Phasenanpassung verändert werden kann, indemdie Piezospannung variiert wird. Das Ergebnis der Messung ist in Abbildung 3.4

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zu sehen, bei der die sichtbare Wellenlänge und Laserleistung über der Zeit aufge-tragen ist. Dabei wird mit einer Frequenz von 0.1 Hz eine Dreiecksspannung miteiner Amplitude von ±20 V an das Piezoelement angelegt. Zu sehen ist die Ände-rung der erzeugten sichtbaren Wellenlänge, die in Phase zur nicht eingezeichnetenSpannungsänderung am Piezo oszilliert. Ebenso sieht man eine um 180° phasen-verschobene Oszillation der Laserleistung, die im Mittel zum Ende der Messzeitzunimmt.

Abbildung 3.4: Messungen der Laserleistung und Wellenlänge über einem Zeitintervall von5 min, während die Piezospannung mit einer Dreieckspannung von ± 20 V und einer Peri-odendauer von 10 s variiert wird.

Die Messung zeigt eine modensprungfreie Modulation der Wellenlängen übereinen Bereich von ±0.01 nm = 15 GHz. Jedoch ist auch eine Modulation der Laser-leistung zu sehen, woraus folgt, dass die Phasenanpassungsbedingung bei geringe-ren Pumpwellenlängen besser ist. Daher wird im Laserbetrieb die Piezospannungkonstant gehalten, um stabileren Betrieb zu ermöglichen. Auf die langsame Ände-rung der mittleren Leistung, die in Abbildung 3.4 zu sehen ist, wird im nächstenAbschnitt eingegangen, da dieser Effekt ein Langzeiteffekt ist.Die kontinuierliche modensprungfreie Wellenlängenänderung aus dem sichtba-ren Spektralbereich von 15 GHz eignet sich optimal für anschließende Experi-mente mit Praesodym-dotierten Festkörpern. Bei Experimenten mit solchen tief-gekühlten Festkörpern tritt eine inhomogene Verbreiterung des spektroskopischen3H4 → 1D2 Übergangs um bis zu 7GHz infolge der Praesodym-Dotierung auf [14],die mit diesem Lasersystem kontinuierlich durchgefahren werden kann.

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3.5 Langzeituntersuchung des Laserbetriebs

In diesem Abschnitt soll untersucht werden, in wieweit die Stabilität des Laserbe-triebs in einer Langzeitmessung gegeben ist ohne die vorher erwähnten Parame-ter im Betrieb zu verändern. Dazu wurde eine umfangreichere Detektionseinheitaufgebaut, die die optische Laserleistung und -Wellenlänge überwacht, sowie dieKristalltemperatur und Umgebungstemperatur am OPO-Modul misst. Ausgehendvom laufenden Laserbetrieb wurde eine 16-stündige Messung gestartet, die dievier oben genannten Größen gleichzeitig aufnimmt. Vor dem Start der Messungwurde mit dem FPI nachgewiesen, dass der Laserbetrieb einmodig in der Wellen-länge ist. Die eigentliche Messung ist in Abbildung 3.5 zu sehen.

Abbildung 3.5: Langzeitmessung über 16 Stunden. Oben: Laserleistung und Wellenlängedes sichtbaren Laserstrahls über der Zeit, unten: Kristall- und Tischtemperatur des Laser-systems über der Zeit. Die Tischtemperatur wurde am OPO-Modul aufgenommen.

Im oberen Bereich ist die Wellenlänge und Laserleistung der sichtbaren Strahlungzu sehen und im unteren Bereich ist die Kristalltemperatur, sowie die Tischtem-peratur, die die Temperatur um das OPO-Modul angibt, über der Messzeit auf-getragen. Über den gesamten Messzeitraum sind regelmäßige Oszillationen jederMessgröße mit einer Periodendauer von 31 min zu erkennen. Mit den beiden ver-tikalen Hilfslinien zwischen 12 und 13 Stunden sieht man, dass alle Oszillatio-nen phasengleich sind und dass lokale Minima der Wellenlängen und Laserleis-tungen zeitgleich auf lokalen Maxima der Temperaturen treffen. Die Amplitudender Oszillationen sind näherungsweise konstant. Ebenso tritt bei 1.7 Stunden ein

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Einbruch aller Messgrößen auf und bei 10.3 Stunden ist ein Sprung in der Laser-leistung und Wellenlänge zu erkennen, worauf die Amplitude der Laserleistungzunimmt.Zunächst ist der Einbruch der Messgrößen bei 1.7 Stunden auf das erneute Ver-wenden des FPIs zurückzuführen, womit nachgewiesen werden konnte, dass derLaserbetrieb immer noch einmodig ist. Dann lässt sich sagen, dass die Tischtempe-ratur um das OPO-Modul eine unabhängige Betriebsgröße ist, da die Raumtempe-ratur durch die Klimatisierungseinheit des Laborraums eingestellt ist. Somit lässtsich folgern, dass aus den räumlichen Temperaturänderungen des Laborraums dieTemperaturänderungen im Kristall resultiert, da diese phasengleich ihre Maximaund Minima zeigen. In der Messung der Temperatureinflüsse auf den Kristall konn-te gezeigt werden, dass mit steigender Temperatur auch die Wellenlänge zunimmt.Dabei entsprach 1 °C einer Wellenlängenänderung von 0.007 nm. In der Langzeit-messung tritt dieses Verhalten nicht auf. Die sichtbare Wellenlänge nimmt mit fal-lender Temperatur zu und die Wellenlängenänderungen sind im Bereich von 0.001nm bei Temperaturoszillationen mit einer Amplitude von 0.4 °C. Eine eindeutigeErklärung für dieses Verhalten gibt es noch nicht, jedoch könnte es einen unklarenEinfluss der Temperatur auf den Resonator geben, der den gezeigten Effekt auftre-ten lässt. Dennoch bleibt die Temperaturabhängigkeit der sichtbaren Wellenlängeund Laserleistung bestehen und ist ein Indiz für eine Veränderung der Phasenan-passungsbedingung im Kristall durch Temperatureinflüsse. Eine Möglichkeit desungeklärten Verhaltens könnte durch die Wechselwirkung von Kristallofen und Pel-tierkühlelement des Resonators erklärt werden. Durch eine Temperaturerhöhungim Laborraum kühlt das Peltierelement den Resonator, worauf der Ofen anfängt,den Kristall zu heizen. Das würde zumindest die größere Temperaturamplitudedes Temperaturverlaufs des Kristalls im Gegensatz zum Verlauf der Tischtempera-tur erklären. Ebenso kann der Temperaturfühler des Kristall unpassend montiertsein, sodass die Messung der Kristalltemperatur in der Langzeitwirkung nur dieUmgebungstemperatur abgebildet hat.Weiterhin konnte nach der Messnacht nachgewiesen werden, dass der Laser mehr-modig läuft, was wahrscheinlich nach dem Sprung bei 10.3 Stunden auftrat. Lau-fen mehrere Moden an, so oszillieren diese in Phase und die Amplitude der Laser-leistung wird größer, wie es in Abbildung 3.5 zu sehen ist.Durch die regelmäßigen Oszillationen der Laserleistung und -wellenlänge kann esallgemein während einem Laserbetrieb zu Modensprüngen oder Leistungseinbu-ßen kommen. Ebenfalls kann es durch die thermischen Effekte vorkommen, dassbeim Start des Laserbetriebs andere Wellenlängen anlaufen, da die Ausgangstem-peratur eine veränderte Phasenanpassungsbedingung verursacht.Abschließend konnten in diesem Kapitel viele Abhängigkeiten des Laserbetriebsvon Systemparametern gesammelt werden. Dabei besteht eine starke Abhängig-keit der Wellenlängenkonversion von der Kristalltemperatur, die von der Ofen-temperatur, der Leistung der erzeugten Signalstrahlung und der Umgebungstem-peratur abhängt. Die Langzeitmessung konnte zeigen, dass das Lasersystem biszu 10 Stunden modensprungfrei betrieben werden kann und deutet darauf hin,dass durch eine Isolierung des OPO-Moduls von der Umgebungstemperatur dieStabilität des Laserbetriebs verbessert werden kann.

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Kapitel 4. Teilautomatisierung des Laserbetriebs

Kapitel 4

Teilautomatisierung des Laserbetriebs

In den vorangegangen Messungen wurden verschiedene Parameter am Lasersys-tem verändert und dabei die Einflüsse auf den Laserbetrieb untersucht. Im Folgen-den soll untersucht werden, inwieweit es möglich ist, die Reproduzierbarkeit zuautomatisieren, sodass bei der Inbetriebnahme des Lasersystems die gewünschteWellenlänge und Laserleistung automatisch erzeugt werden.

4.1 Charakterisierung des LaserbetriebsDie Messungen aus Kapitel 3 ergaben folgende Eigenschaften des Lasersystems:

• Die Kristallposition ist für die Erzeugung von Wellenlängen um 606 nm ein-gestellt

• Eine maximale Konversionseffizienz von Pump- zu Laserleistung wird beieiner Pumpleistung von PO = 11.5 W des Faserverstärkers erreicht

• Ausgehend von einem Startwinkel φ0 des Etalons wird der Etalonwinkel aufφopt = −0.45 reduziert, um maximale Laserleistung zu erreichen

• Eine modensprungfreie Wellenlängenänderung der optischen Wellenlängevon ±0.01 nm = 15 GHz kann jederzeit vorgenommen werden

Mithilfe dieser Eigenschaften kann ein Algorithmus erstellt werden, der das Laser-system anschaltet und auf die gewünschte optische Wellenlänge um 606 nm undeine Laserleistung ≥ 1.2 W einstellt.

4.2 Anschaltroutine und HauptprogrammDer erwähnte Algorithmus ist in ein Hauptprogramm eingebettet, das neben derAnschaltroutine ebenso die Laserleistung und sichtbare Wellenlänge angibt undden Laserbetriebs überwacht. Das Benutzerinterface ist im Anhang A zu sehen.Nun sollen einige wichtige Programmabschnitte kurz erläutert werden.Das Hauptprogramm baut vor dem Laserbetrieb eine Datenverbindung zum Faser-verstärker und der Kontrolleinheit des OPO-Moduls auf. Daraufhin wird in einerStartsequenz die Pumpleistung des Faserverstärkers bis zur optimalen Pumpleis-tung PO = 11.5 W erhöht. Während dieser Laufzeit bietet sich die Möglichkeit,die Spannung am Piezoelement des Seed-Lasers einzustellen. Nachdem die ge-wünschte Pumpleistung erreicht ist, wird der Etalonwinkel mit einem weiteren

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Kapitel 4. Teilautomatisierung des Laserbetriebs

Unterprogramm zu einem Startwinkel φ0 gefahren und anschließend auf φopt ver-ringert. Die Funktionsweisen der Teilprogramme werden in den Abschnitten 4.2.1und 4.2.2 erklärt. Nach der Durchführung dieser Routine ist der Laserbetrieb miteiner optischen Wellenlänge um 606 nm und einer Laserleistung ≥ 1.2 W gewähr-leistet. Ebenso kann das Programm den Laserbetrieb selbständig herunterfahren.Zusätzlich kann das Hauptprogramm die Wellenlänge des sichtbaren Laserstrahlsaus dem Wellenlängenmessgerät, sowie die Laserleistung mithilfe der Photodiodeund dem ADC einlesen und anzeigen. Dabei wird die mittlere Leistungs- und Wel-lenlängenänderung berechnet, sowie auf Sprünge der Wellenlänge hingewiesen.All diese Möglichkeiten des Programms bieten eine sehr einfache Bedienung desLasersystems und eine detaillierte Überwachungsmöglichkeit während dem Laser-betrieb.

4.2.1 „AMP Set Power“Für den Faserverstärker ist „AMP Set Power“ eine sehr wichtige Methode. DieFunktionsweise ist von der Start- und Zielleistung bei der Eingabe abhängig. Istder Faserverstärker ausgeschaltet, so wird er zunächst angeschaltet und in 3 WSchritten bis zur Zielleistung gefahren, wobei zwischen zwei Schritten 30 Sekun-den gewartet wird, damit sich die Faser langsam aufheizen kann. Ist die Zielleis-tung über 10 W und die Ausgangsleistung darunter, so wird die Leistung zunächstnur bis 10 W hochgefahren und anschließend gewartet, bis eine gewisse Tempe-ratur im Faserverstärker erreicht ist, um die Faser vor thermischer Ausdehnungzu schützen. Anschließend wird zur Zielleistung weitergefahren. Bei jedem Schrittwird überprüft, ob die gesetzte Leistung und die vom Faserverstärker ausgegebeneLeistung übereinstimmen. In einem Störfall wird die Anschaltprozedur unterbro-chen. Beim Herunterfahren der Leistung läuft der Vorgang ähnlich ab. Jedoch wirdhier die Leistung zunächst auf 1 W reduziert, dann auf 0 W gesetzt und schließlichder Faserverstärker ausgeschaltet, da bei einer Pumpleistungen unter 1 W dieseintern auf ≈ 1 W geregelt werden.

4.2.2 „OPO Set Etalon“Mithilfe der Methode „OPO Set Etalon“ wird der Etalonwinkel im Resonator desOPO Moduls zu einen neuen Wert gefahren. Dabei liest die Methode zunächst denalten Winkel aus und berechnet dann die Schrittweite zwischen Anfangs und End-punkt. Die Methode ist so realisiert, dass die Schrittweite zwischen zwei Winkelnvon dem Abstand von Momentanwert zu Endwert abhängig ist. Bei größeren Ab-ständen ist die Schrittweite größer. Das OPO-Modul lässt eine Winkeleinstellungauf die dritte Nachkommastelle zu, jedoch gibt die Kontrolleinheit nur die erstenbeiden Nachkommastellen zurück, wodurch eine Ungenauigkeit bei erneutem Dre-hen entsteht. Zusätzlich wird das Etalon galvanisch gedreht. Beide Einflüsse lassenHystereseeffekte bei der Einstellung des Etalonwinkels entstehen. Diese Effektewerden bei der Anschaltroutine teilweise unterbunden, indem die Schrittweite biszum Zielwinkel immer weiter verringert und in entgegengesetzte Richtungen ge-dreht wird.

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Kapitel 5. Zusammenfassung und Ausblick

Kapitel 5

Zusammenfassung und Ausblick

In dieser Arbeit wurde erfolgreich eine Detektionseinheit aufgebaut, die die sicht-bare Wellenlänge und Laserleistung des neuartigen Lasersystems messen kann.Mit der Möglichkeit, die Strahlung zu überwachen, wurde als nächstes die Kristall-position im OPO-Modul soweit verstellt, damit die erzeugte Wellenlänge 606 nmbesser untersucht werden kann. Auf diese Wellenlänge wurde sich konzentriert,da sie für weitere Lichtspeicherexperimente von besonderem Interesse ist.Anschließend wurden systematische Messungen am optisch-parametrischen Oszil-lator durchgeführt. Eine Untersuchung der Pumpleistung auf die erzeugte Strah-lung ergab, dass bei einer Eingangsleistung PO = 11.5 W die effizienteste Wellen-längenkonversion mit einer Ausgangsleistung P ≥ 1.2 W erreicht werden konnte.Eine weitere Messung zeigte eine starke Abhängigkeit der sichtbaren Wellenlän-ge und der Laserleistung von der Winkeleinstellung des Etalons im OPO-Modul.Unter Berücksichtigung der Drehrichtung des Etalons wird optimaler Betrieb beieinem Winkel φopt = −0.45° erreicht. Mithilfe eines Ofens am Kristall konnte dieAbhängigkeit der Temperatur auf die Wellenlängenkonversion untersucht werden.Dabei stellte sich in einem Temperaturakzeptanzbereich von 1 °C stabiler Laserbe-trieb ein. In diesem Bereich kann die erzeugte Wellenlänge mithilfe der Kristall-temperatur um den Modenabstand des Resonators verstimmt werden. Die Verän-derung der Pumpwellenlänge zeigte, dass die erzeugte Wellenlänge in einem Be-reich von 15 GHz modensprungfrei variiert werden kann. Eine Langzeitmessungstellte heraus, dass der Laserbetrieb bis zu 10 Stunden stabil läuft, wobei die Sys-temgrößen in Abhängigkeit der Umgebungstemperatur variieren.Durch genaues Kenntnis der Parameterabhängigkeiten konnte eine An- und Ab-schaltroutine des Laserbetriebs in einem Programm implementiert werden, wasHauptziel dieser Arbeit war. Mittels des Programms konnte ebenfalls die Bedien-barkeit des optisch-parametrischen Oszillators vereinfacht werden.Die Langzeitmessung zeigte, dass die Umgebungstemperatur den Laserbetrieb be-einflusst. Daher muss das OPO-Modul für zukünftige Verwendung besser von derUmgebungstemperatur abgeschirmt werden, damit die Stabilität des Laserbetriebsweiter gesteigert werden kann. Zusätzlich könnte der Laserbetrieb verbessert wer-den, indem optische Isolatoren in den Strahlengang eingebaut werden, um Reflexedaran zu hindern, zurück in das OPO-Modul zu laufen. Weiterhin kann das Pro-gramm überarbeitet werden, damit im Falle eines Modensprungs ein Algorithmusdurchgeführt wird, um den Sprung rückgängig zu machen. Ein Schrittmotor an derVerstellvorrichtung der Kristallposition kann dafür sorgen, die Kristallposition zuverändern, um den Laserbetrieb für den gesamten Wellenlängenbereich λO±5 nmzu automatisieren.

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Anhang A. Benutzerinterface des Hauptprogramms

Anhang A

Benutzerinterface des Hauptprogramms

In Abbildung A.1 ist die Benutzeroberfläche des Hauptprogramms für die Benut-zung des optisch-parametrischen Oszillators zu sehen.Der gelbe Bereich markiert den Initialisierungsteil des Programms. In der oberengelb gestrichelten Box wird die Verbindung vom PC zu dem Faserverstärker undder Kontrolleinheit des OPO-Moduls hergestellt. Der untere gelbe Bereich ist fürdie Anschaltroutine zuständig. Über den „Laden“-Knopf werden Voreinstellungenfür den Laserbetrieb geladen, wie PO für und φopt. Der Knopf „Laserbetrieb star-ten“ führt die Anschaltroutine aus.„Exit“ beendet das Programm und fährt denLaserbetrieb, falls nötig, herunter. Über die beiden Kontrollboxen können die Win-keleinstellungen des Etalons und die Pumpleistung des Faserverstärkers manuellverstellt werden.Im grün markierten Bereich werden regelmäßig Statusabfragen an die beiden in-itialisierten Geräte gesendet und in den dafür vorgesehenen Boxen ausgegeben.Die große Anzeige mit „Running“ dient zur Überwachung des Laserbetriebs undändert seine Farbe, falls sich das Programm in einer An- oder Abschaltroutine be-findet, oder ein Fehler auftritt.Im roten Bereich befindet sich die Detektions- und Überwachungseinheit der Wel-lenlänge und Laserleistung. Die Wellenlänge wird über die Zeit aufgetragen unddas Laserleistungsdiagramm nimmt Momentaufnahmen der Spannung an der Pho-todiode über eine einstellbare Zeit auf. Bei beiden Größen wird der Mittelwert unddie Standartabweichung errechnet und angezeigt. Bei der Wellenlängendetektionwird zusätzlich eine „Lock-OFF“-Liste geführt, bei der Sprünge in der Wellenlängenotiert werden und sich zusätzlich eine Anzeige ändert.

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Anhang A. Benutzerinterface des Hauptprogramms

Abbildung A.1: Benutzeroberfläche des Hauptprogramms

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Literaturverzeichnis

Literaturverzeichnis

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A

Erklärung zur Bachelor-Thesis

Hiermit versichere ich, die vorliegende Bachelor-Thesis ohne Hilfe Dritter nur mitden angegebenen Quellen und Hilfsmitteln angefertigt zu haben. Alle Stellen, dieaus Quellen entnommen wurden, sind als solche kenntlich gemacht. Diese Arbeithat in gleicher oder ähnlicher Form noch keiner Prüfungsbehörde vorgelegen.

Darmstadt, den 18. Oktober 2013

(Gregor Hofmann)

Erweiterungen zur automatischen Ansteuerung … der modernen Optik stellen Laser einen elementaren...

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