Longitudinales Modenspektrum eines Halbleiterlasers · Als Wegsensor wird ein...

Halbleiterlaser Erstelldatum 01.04.2004

Praktikum zur Technischen Physik • Universität Duisburg-Essen • Campus Essen • SS 2004

Longitudinales Modenspektrum eines Halbleiterlasers 1 Vorbereitung a Prinzip des Spektralapparates b Gittergleichung für Transmissions- und Reflexionsgitter;

Winkeldispersion; Geblazte Gitter; Blazewinkel; Littrow-Anordnung

c Wellenfrontaberrationen, insbesondere Astigmatismus d Prinzipaufbau eines Lasers:

Aufbau des Halbleiterlasers; Kennlinie der Halbleiterdiode; Longitudinales Modenspektrum

e Sicherheitsvorschriften beim Umgang mit Laserlicht 2 Versuchsaufbau

In Bild 1 ist der optische Aufbau des Spektralapparates mit Halbleiterlaserlichtquelle dargestellt. Das Spektrum wird mit einer Zeilenkamera aufgezeichnet. Es soll das longitudinale Modenspektrum eines Halbleiterlasers aufgezeichnet werden. Trimmen Sie das Auflösungsvermögen des Spektralapparates und diskutieren Sie die einzelnen Einflussgrößen.

Bild 1 Aufbau des Spektralapparates

Halbleiterlaser

Praktikum zur Technischen Physik • Universität Duisburg-Essen • Campus Essen • SS 2004

3 Versuchsdurchführung 3.1 Bestimmen Sie die Gitterkonstante des vorhandenen Gitters. Verwenden Sie zur Auswertung

die Schwerpunktwellenlänge des Halbleiterlasers aus dem Datenblatt! 3.2 Das Gitter ist geblazt. Woran erkennt man das im Beugungsspektrum? 3.3 Welche Funktion hat das Teleobjektiv im Detektorarm des Gitterspektralapparates? 3.4 Wie kann die Schärfeebene für die Bestimmung der Spektrallinien gefunden werden?

(FOUCAULT'sche Schneidentest) Ist das Laserbündel der zu untersuchenden Halbleiterlaserdiode astigmatisch?

3.5 Eichen Sie den Spektralapparat! Gesucht ist eine Wellenlängeneichung des Abstandes der

longitudinalen Moden von der Schwerpunktwellenlänge. Betrachten Sie die einzelnen Übertragungssysteme wie Gitter, Abbildungsoptik, Wegaufnehmer des Detektors, XY-Schreiber und bestimmen Sie die dazugehörigen Übertragungsfaktoren!

3.6 Schätzen Sie den longitudinalen Modenabstand aus den geometrischen Abmessungen der

Halbleiterdiode ab! Vergleichen Sie das Ergebnis mit den experimentellen Werten! 3.7 Trimmen Sie den Spektralapparat auf maximale Auflösung! Was bestimmt hier die Breite des

Eintrittsspaltes? Was bestimmt die förderliche Spaltbreite des Spaltes vor dem Detektor? Welches Auflösungsvermögen haben Sie erreicht? Vergleichen Sie diesen Wert mit dem theoretischen Auflösungsvermögen eines Spektralapparates.

4 Literaturangaben [1] Kühlke, D.: „Optik, Grundlagen und Anwendungen“, Verlag Harri Deutsch 1998,

S. 148; S. 194 [2] Trittelvitz, I.: „Messung der longitudinalen Modenstruktur eines Halbleiterlasers“, Dipl.-Arb. 1993, Universität Essen

Der Versuchsaufbau zur Messung der longitudinalen Modenstruktur von Halb-leiterlasern unterscheidet sich in einigen Punkten von dem Standardaufbau fürGitterspektralapparate (Abb. 2.20). Der wesentliche Unterschied liegt in derArt der untersuchten Quelle. Die Laserdiode ist in guter Näherung als Punkt-lichtquelle zu betrachten, die bei ausgedehnten Strahlungsquellen notwendigeAbbildung auf einen Eintrittspalt ist prinzipiell nicht notwendig. Die zur Mo-difizierung des Laserbündels eingesetzte Optik dient primär der Anpassung dernumerischen Apertur an den eigentlichen Spektralapparat.

4.1

Die Optik4.1.1

An die Optik zur Modifizierung des Laserbündels werden relativ hohe Anforde-rungen gestellt. So muß aufgrund der großen Divergenz der Strahlung die ersteKollimatorlinse eine sehr hohe numerische Apertur aufweisen.

In kommerziellen Anwendungen werden speziell angepaßte Linsen oder Lin-sensysteme verwendet, die gleichzeitig für den Astigmatismus der Laserdiodenkorrigiert sind. Im vorliegenden Fall eines Praktikumsversuchs ist es hingegenvorteilhaft, die Optik aus einzelnen optischen Komponenten aufzubauen. Dieaufeinanderfolgenden Schritte der Modifizierung des Laserbündels sind auf dieseWeise nachvollziehbar.

Eine verfügbare Alternative zu speziellen Linsen sind Mikroskopobjektive.Für die Kollimation des von der Laserdiode emittierten Bündels wird ein Ob-jektiv mit 20-facher Vergrößerung eingesetzt (MOl, Abb. 4.1). Die numerischeApertur beträgt n.A.=O.35, der Durchmesser des kollimierten Bündels d=8 mm.

52

KAPITEL 4. DER VERSUCHSAUfBAU 53

ReflexionsgitterAchromat

Halblejterla~r MO MO 2 Pinho\eBlaze-Richtung

20- 25pm10.(1=1

fa=600mm

1800 Linien/mm

/

""""""""" :;;;;-<\ ~./\1//

Variabler Spalt

rb:-!5OmmDetektor

(50pm)

Abbildung 4.1: Aufbau des Gitterspektralapparates mit dem Halbleiterlaser als

Strahlungsquelle

Der Halbleiterlaser und das Mikroskopobjektiv werden als eine gemeinsamemikrooptische Komponente ausgeführt. Die Arretierung und Justierung des La-sers bezüglich des Objektivs geschieht über eine Linsenfassung, die mit Hilfe vonzwei Mikrometerschrauben in bei den Richtungen senkrecht zur optischen Achsebeweglich ist. Das Mikroskopobjektiv wird ebenfalls in eine Linsenfassung ein-gesetzt. Diese ist ihrerseits durch eine Mikrometerschraube in longitudinalerRichtung verschiebbar. Insgesamt ist die Lage der Laserdiode bezüglich desObjektivs in allen drei Raumrichtungen variabel, durch die Ausführung als einegemeinsame Komponente jedoch sehr stabil.

Zur vollen Ausleuchtung des Reflexionsgitters muß eine Strahlaufweitungerfolgen. Dies geschieht durch die Kombination eines zweiten Mikroskopobjek-tives mit lO-facher Vergrößerung (MO2) und einer Plankonvexlinse (Achromat).In der Brennebene des Mikroskopobjektives befindet sich ein Pinhole (25/.lm).Die Raumfrequenzfilterung durch das Pinhole führt zu einer gleichmäßigerenAusleuchtung der zweiten Kollimatorlinse, dem Achromat (fl=160mm). Mik-roskopobjektiv und Pinhole befinden sich in einer gemeinsamen Halterung, wel-che die Einstellung der relativen Lage in allen drei Richtungen ermöglicht.

Die vom Pinhole ausgehende Welle läßt trotz der Tiefpaßfilterung die typi-sche, inhomogene Intensitätverteilung im Fernfeld von gewinngeführten Laser-dioden erkennen. Eine weitergehende Filterung durch den Einsatz eines kleine-

KAPITEL 4. DER VERSUCHSAUFBAU 54

ren Pinholes mit einem Durchmesser von 10 J.Lm ist jedoch nicht möglich. Hierzeigt sich der Astigmatismus der Laserdioden durch die Existenz zweier Bild-punkte in der Brennebene des Mikroskopobjektives. Die astigmatische Distanzist dabei entsprechend des longitudinalen Vergrößerungsmaßstabes der Abbil-dungsoptik gegenüber dem ursprünglichen Wert vergrößert (s. 4.3.2). Währenddas größere Pinhole die von diesen sekundären Quellpunkten ausgehenden Wel-len bei entsprechender Positionierung gemeinsam passieren läßt, findet durchdas 10 J.Lm-Pinhole eine Selektion statt, d.h. man erkennt bei Verschiebung desPinholes in Richtung der optischen Achse die Existenz zweier Focuspunkte. Dajeweils die Welle eines Quellpunktes vom Pinhole blockiert wird, besitzt dievom Pinhole ausgehende Welle eine deutlich veränderte Intensitätsverteilungund verringerte Gesamtintensität.

Die zweite Kollimatorlinse und damit das parallel gerichtete Laserbündelbesitzt einen Durchmesser von 30 mm. Das holographische Reflexionsgitter miteiner Breite von 50 mm wird aufgrund seines Drehwinkels in Bezug auf dieoptische Achse aber dennoch voll ausgeleuchtet. Nach der Beugung am Refle-xionsgitter erfolgt die Abbildung des Spektrums durch ein Telesystem, das auseiner weiteren Plankonvexlinse (fa =600 mm) und einer einfachen Zerstreuungs-linse (fb=-150mm) gebildet wird. Der Abstand der Linsen beträgt e=505mm.Es ergibt sich eine Gesamtbrennweite von

(4.1)

1640mm

Die Zerstreuungslinse kann mit einer Mikrometerschraube in Richtung der op-tischen Achse um einige Millimeter bewegt und so mit dem Linsenabstand e dieBrennweite des Telesystems variiert werden. Dies erlaubt eine gen aue Focussie-rung auf den Detektorspalt der Detektoreinheit, die in longitudinaler Richtungfixiert ist.

Der Detektor4.1.2In der Detektorebene befindet sich ein stufenlos verstellbarer Spalt, der zu-sammen mit einer Photodiode mit großer aktiver Fläche (lOxlOmm2) die De-tektoreinheit bildet. Diese kann mittels eines Verschiebetisches senkrecht zuroptischen Achse bewegt werden. Die Detektoreinheit ist ebenfalls aus mikroop-tischen Komponenten aufgebaut.


Durch das Telesystem wird das Spektrum stark vergrößert abgebildet. DerVorteil dieser Vergrößerung ist zum einen die größere longitudinale Ausdehnungdes Focusbereiches, welche die Focussierung auf den Detektorspalt erleichtert.Zum anderen werden die Anforderungen an die Präzision des Verschiebetischesverringert. Für den Detektorspalt wurde experimentell eine optimale Weite von50,um ermittelt.

Das Reflexionsgitter4.1.3Das dispersive Element ist ein holographisches Reflexionsgitter mit einer Flächevon 50x50mm2 und 1800 Linien/mm. Das Gitter ist mit einer entsprechendenHalterung auf einem Drehtisch mit Nonius derart befestigt, daß sich die Git-teroberfläche in der Drehachse des Tisches befindet. Die Halterung des Refle-xionsgitters ermöglicht zusätzlich eine Kippung um die horizontale Achse zurAnpassung der Strahlhöhe an die Detektorposition.

Neben der Gitterkonstante ist der Beugungswirkungsgrad eine weitere zen-trale Größe. Diese beschreibt das Verhältnis der Intensität einer gegebenenBeugungsordnung zur Intensität der auf das Gitter treffenden Strahlung. Inden meisten Anwendungen wird nur eine Beugungsordnung genutzt und es istin diesen Fällen wünschenswert, daß ein möglichst großer Teil der Strahlung indiese Ordnung gebeugt wird.

Die relativen Intensitäten der Beugungsordnungen werden durch die Formdes Gitterprofils bestimmt. Ein Gitter mit einer bevorzugten Beugungsord-nung wird als Gitter mit Blaze ("Glanz") bezeichnet. Im Fall von mechanischhergestellten (gefurchten) Beugungsgittern besitzen die einzelnen Furchen dannein Sägezahnprofil. Die Steigung der einzelnen Elemente wird so gewählt, daßder Beugungswinkel der bevorzugten Ordnung und der Reflexionswinkel über-einstimmen. Holographische Gitter besitzen ein demgegenüber runderes Profilund einen entsprechend geringeren Blaze-Effekt.

Der Blaze- Winkel kann immer nur an einen bestimmten Spektralbereichangepasst werden, strenggenommen nur an eine Wellenlänge. Das vorliegendeholographische Reflexionsgitter ist für den sichtbaren Spektralbereich optimiert.Ein Pfeil auf einer Seitenfläche des Gitters zeigt die Richtung der bevorzugtenBeugungsordnung an. Der Einbau des Gitters muß dementsprechend erfolgen.

Eine weitere Einflußgröße für den Beugungswirkungsgrad stellt die Polarisa-tion der gebeugten Strahlung dar [15]. Die Beugungswirkungsgrade sind für diebeiden Polarisationsrichtungen TM und TE zudem stark wellenlängenabhängig.So ist der Beugungswirkungsgrad des verwendeten Gitters für Strahlung imroten und infraroten Spektralbereich bei TM-Polarisation deutlich größer als


Abbildung 4.2: Blockschaltbild der Komponenten zur Aufzeichnung des Spek-trums

bei TE-Polarisation.. Im vorliegenden Anwendungsfall ist demnach darauf zuachten, daß die aktive Schicht der Laserdiode im Versuchsaufbau horizontalausgerichtet ist. Die Lage der Laserdiode im Gehäuse ist gut erkennbar, sodaßdie Kontrolle der Ausrichtung leicht möglich ist (Abb. 3.1).

4.2Die Ermittlung der longitudinalen Modenstruktur erfolgt in Form einer Messungdes Intensitätsverlaufs des Spektrums in der Detektorebene. Der Intensitäts-verlauf wird mit Hilfe eines X- Y -Schreibers (PHILIPS PM 8271) aufgezeichnetund grafisch dargestellt (Abb. 4.2). Die Verstärkung und Spannungswandlungdes Diodenstroms erfolgt durch ein KEITHLEY -Picoamperemeter (Typ 485),dessen Ausgangssignal auf den Y -Eingang des Schreibers gegeben wird.

Die Abszisse des Intensitätsverlaufs ist der Detektorort senkrecht zur opti-schen Achse. Als Wegsensor wird ein Differential-Transformator (TRANSDU-CER SYSTEMS M16DC) verwendet, dessen beweglicl1er Kern mit der Detek-

-Bei TM-Polarisation liegt der Vektor des elektrischen Feldes senkrecht zu den Gitterlinien.


toreinheit verbunden ist. Die Ausgangsspannung ist innerhalb eines begrenztenBereiches proportional zur Verschiebung des Kerns. Die Höhe der Spannungist ausreichend, um den X-Eingang des Schreibers direkt anzusteuern. DieEingänge des verwendeten X-Y-Schreibers sind in einem weiten Bereich in derEmpfindlichkeit einstellbar und besitzen einen variablen Offset.

Als Verschiebetisch kommt ein Linearversteller mit Schrittmotor (PHYSIKINSTRUMENTE P414) und entsprechendem Steuergerät (Stepping Motor Con-troller PI P500) zum Einsatz. Die integrierte Anzeige für die Motorschritte er-laubt eine exakte Positionierung des Detektors. Die hohe Ortsauflösung und dievielfältigen Betriebsarten der gesamten Einheit sind für die vorliegende Aufgabejedoch nicht notwendig, sodaß der Austausch gegen eine einfachere Komponenteerfolgen kann, insbesondere im Hinblick auf den Einsatz des Versuchsaufbausim Praktikum.

4.3

4.3.1

Auflösungsvermögen

Das spektrale Auflösungsvermögen ist die primäre, einen Spektralapparat cha-rakterisierende Größe. Unter Berücksichtigung der Einschränkung bezüglich dermöglichen Beugungsordnungen kann GI. (2.23) zur Berechnung des Auflösungs-vermögens herangezogen werden.

Für Gitter mit sehr kleiner Gitterkonstante, also einer großen Anzahl vonLinien bezogen auf die Gitterbreite, besitzt die Gittergleichung (2.19) keineLösung für den senkrechten Einfall (a=O). Bei derartigen Gittern wird der Ein-fallswinkel so gewählt, daß die Richtung der +1. bzw. -1. Beugungsordnung mitder Richung der einfallenden Welle zusammenfällt (a=ß.i:l, Littrow-Anordnung),oder aber einen beliebigen Winkel einschließt.

Im vorliegenden Fall beträgt der Winkel zwischen den Armen des Spek-tralapparates ca. 250. Die Messung erfolgt in der -1. Beugungsordnung. DasReflexionsgitter mit einer Breite von 50 mm ist nahezu voll ausgeleuchtet. Fürdie Berechnung des Auflösungsvermögens kann eine effektive Breite von 45mmangenommen werden. GI. (2.23) liefert für das verwendete holographische Re-flexionsgitter mit 1800 Linien/mm ein theoretisches Auflösungsvermögen von

R---., 81000.A


Für die beiden untersuchten Halbleiterlaser ergeben sich daraus die folgendentheoretisch auflösbaren Wellenlängendifferenzen:

Emissionswellenlänge A

670nrn780 nrn

ß).0.008 nm0.010 nm

TOLD 9200LT023MD

Das theoretische Auflösungsvermögen kann in beiden Fällen mit LlA=O.Ol nmabgeschätzt werden.

4.3.2 Longitudinaler Vergrößerungsmaßstab

Diese Größe ist aufgrund der speziellen Emissionseigenschaften der Halbleiter-laser von Interesse. Die unterschiedlichen Krummungsradien der emittiertenWelle in lateraler und transversaler Richtung, welche sich durch die astigma-tische Distanz zweier Quellpunkte beschreiben lassen, führen ihrerseits zumAuftreten zweier Bildpunkte in den Bildebenen des Systems. Der Abstanddieser Bildpunkte in longitudinaler Richtung ändert sich dem Vergrößerungs-maßstab entsprechend bei jeder Abbildung. Maßgeblich ist der longitudinaleVergrößerungsmaßstab ML, der mit dem transversalen Vergrößerungsmaßstab

MT gemäß

M2T (4.2)

im Verhältnis steht. Im vorliegenden System erfolgt die erste Abbildung durchdie Kombination der beiden Mikroskopobjektive. Das Verhältnis der angegebe-nen Vergrößerungen der Objektive (20x bzw. lax) entspricht dem reziprokenVerhältnis der Brennweiten. Es ergeben sich für diese Abbildung die Vergröße-

rungsmaßstäbe

MT! bzw. MLl2 4.

Die zweite Abbildung erfolgt in die Detektorebene mittels der Linse 11 und desTelesystems 12. Mit den zugehörigen Brennweiten [GI. (4.1)] ergibt sich

MT2 10 bzw. ML2 100.


Die Vergrößerungsmaßstäbe des Systems erhält man durch Multiplikation derEinzelgrößen. Die longitudinale Vergrößerung beträgt demnach

ML 400.

Bei gewinngeführten Halbleiterlasern beträgt die astigmatische Distanz einige10 I.Lm, für den Typ TOLD 9200 wird ein Wert von ßAs=40 I.Lm angeg.eben.In der Detektorebene entspricht diese Größe einem longitudinalen Abstand derBildpunkte von d=16mm. Ohne die Korrektur des Astigmatismus ist es dem-nach nicht möglich, ein Spektrum aus beugungsbegrenzten Focuspunkten zuerhalten. Die Versuchsergebnisse zeigen jedoch, daß die linienförmige Gestaltder Focuspunkte im Spektrum die Messung der Modenstruktur der Halbleiter-laser nicht negativ beinträchtigt. Die Korrektur des Astigmatismus hingegenverringert durch die Einführung weiterer optische Elemente (z.B. einer planpar-allelen Platte) die Qualität der Abbildung (s. 4.6).

4.4:

Die .Aufzeichnung des Intensitätsverlaufs in der Detektorebene durch den X- Y-Schreiber liefert den qualitativen Verlauf der Modenstruktur. Zur Bestimmungdes Modenabstandes und der Emissionswellenlänge ist jedoch eine quantitativeAuswertung des Schriebes notwendig. Vorraussetzung hierfür ist die Skalierungdes Schriebes.

4.4..1 Modenabstand

Zur Bestimmung des Modenabstandes ist lediglich eine relative Skalierung derMeßschriebe notwendig. Bezeichnet man einen Skalenteil auf der Abszisse desSchriebes mit ~s, ist der Quotient ~s/ ~>. die gesuchte Größe. Für dessenErmittlung müssen die Übertragungsfaktoren aller beitragenden Komponentenberücksichtigt werden:

~x2S"X

~U"KX""~s

""KU

Spektralapparat

Wegsensor

X- Y -Schreiber

KAPITEL 4. DER VERSUCHSA UFBA U 60

Hierbei bezeichnet U die vom Differentialtransformator als Wegsensor gelieferteSpannung und x den Ort in der Detektorebene (senkrecht zur optischen :Achse).Es e:rgibt sich folgender Zusammenhang:

L\s

L\A (4.3)L\x L\U L\s

-L\>' L\x L\U'

~s / ~U stellt die Empfindlichkeit des Schreibereingangs dar. ~x / ~A, die li-neare Dispersion des Spektralapparates, berechnet sich aus der Winkeldisper-sion des Gitters und der focalen Länge der abbildenden Linse, im vorliegendenFall des Telesystems mit der Brennweite 12:

~x~>..

L\ßm= f2~L\~-

Beispielrechnung

Sowohl die Winkeldispersion (GI. 2.20), als auch die Brennweite 12 sind von derindividuellen Justierung des Aufbaus abhängig. Wird zur Focussierung jedochausschließlich die Zerstreuungslinse Ib bewegt, während die Position der Linsela u:nverändert bleibt, ändert sich die effektive Brennweite des Telesystems nurgeringfügig. Demgegenüber ist die Winkeldispersion abhängig vom Beugungs-winkel ßm und damit für die beiden untersuchten Laserdioden auf grund derunterschiedlichen Emissionswellenlängen prinzipiell verschieden. Als Beispielsoll eine Messung an der Laserdiode TOLD 9200 herangezogen werden.

Der Beugungswinkel beträgt hier ß-l =-26°, die Brennweite des Telesystemsist j~=1640 mm. Es ergibt sich eine lineare Dispersion von

~x~).

= 0.33 cm/nm.

Der Wegsensor liefert eine Ausgangsspannung von ßU / ßx=3V /cm im linearenBereich. Für die Aufnahme des zentralen Teils des Modenspektrums der TOLD9200 wird eine Schreiberempfindlichkeit von 0.2V /cm gewählt. Dies entsprichteinem reziproken Wert von ßs / ßU =5 cm/V. Für die Skalierung ergibt sichdemnach

ßs

ß>.= 5.0 cm/nm.


Aus den Fehlern der Einzelgrößen liefer1 die Fehlerrechnung für die S~ierungeinen Fehler von 10%. i

4.4.2 Emissionswellenlänge j I

Die Bestimmung der Emissionswellenlänge eines Monomode- Lasers dder derSchwerpunktwellenlänge eines Lasers mit Multimode-Spektrum erfordert die ab-solute Skalierung des aufgezeichneten Spektrums. Eine absolute Skalierupg er-folgt in der Regel durch den Vergleich mit einer bekannten Größe. Die$e wäreim vorliegenden Fall durch eine Strahlungsquelle mit bekannter Emissionswel-lenlänge gegeben, deren Spektrum, bei unveränderter Einstellung des gesamtenVersuchsaufbaus aufgenommen, als Referenz dienen könnte. Ein solches Vorge-hen ist hier jedoch nicht möglich: !I !

.Die Justierung des Aufbaus erfolgt individuell für jeden unte1suchten

Halbleiterlaser. I i .I

.Der mit dem Aufbau überstreichbare Wellenlängenbereich ist relativ groß.

.Die spektrale Breite eines Modens~ektrums ist demgegenüber selir klein.

Somit kann auch die absolute Skalierung nur mit Hilfe bekannter Größen desVersuchsaufbaus erfolgen.

Zur Bestimmung der Emissionswellenlänge ist die Gittergleichung (2.19)grundsätzlich ausreichend, sodaß lediglich zwei Winkel ermittelt werden müssen.Die gesuchten Winkel (a, ß-l; Abb. 4.3) erhält man aus der Bestimmung derzu drei definierten Gitterpositionen gehörigen Drehwinkel c/>i:

cPl: Das Gitter steht senkrecllt zu optischen Achse. Die genaue Justierung kanndurch Beobachtung der Rückreflexion in die Ebene des Pinholes erfolgen.

if>2: Die nullte Beugungsordnung wird auf den Spalt abgebildet.

<1>3: Meßposition des Gitters. Das zu untersuchende Modenspektrum wird be-

züglich des Spalts symmetrisch auf diesen abgebildet. I

Es.. gelten dann folgende Zusammenhänge (Der Winkel 'Y ist lediglicll ei~e Hilfs-

große): I j

a = -lcP3 -cPll

'Y = 12(cP2 -cPl)1

ß-l = a ~ 'Y


Rellexionsgitter

O. Beugungsordnung

Abbildung 4.3: Geometrie zur absoluten Wellenlängenbestimmung

Die Winkel a und ß-1 sind der Vorzeichenkonvention entsprechend negativ. DieWahl des Detektorspalts als Referenzpunkt für die Messung der Drehwinkel <P1und <P2 erfordert die Erfüllung einer grundsätzlichen Bedingung: Die Abbildungdes Spektrums durch die Linsen des Telesystems darf die Strahlrichtung nichtändern, d.h. die Linsen müssen mit dem Spalt auf einer Linie liegen. Nur dannlassen sich die Winkel der Gittergleichung auf den gesamten Spektralapparat

übertragen.

Beispielrechnung

Eine Messung an der Laserdiode TOLD 9200 lieferte folgende Ergebnisse:

-50.60

-26.30

a =

ß-l -

Mit der Gittergleichung erhält man daraus für die Schwerpunktwellenlänge des

Multimode-Spektrums

>'s = 675 nm. (4.4)


Der Meßfehler für die Winkel <Pi von ß<p=O.2° I führt zu entsprechenden IFehlernvon ßa:=O.4° bzw. ~ß=O.8°. Die Fehlerrechn,ng liefert mit I

~A 9 (cos a/::J.a + cbs ß/::J.ß)(4.5)-

m

einen Fehler von

~). = 10 nm.

Dieser Wert entspricht in seiner Größenordnung der gesamten spektralert Breiteeines Modenspektrums. Der Fehler durch eine nicht vollständige Einhaltung dero.g. Bedingung ist bei sorgfältiger Justierung demgegenüber vernachlässigbar.

Für die Laserdiode TOLD 9200 wird bei Raumtemperatur ein Bereich fürdie Schwerpunktwellenlänge von 660-680 nm angegeben. Das Ergebnis t er hierdargestellten Messung stimmt mit diesen Angaben sehr gut überein.

4.5

Der longitudinale Modenabstand der untersuchten Halbleiterlasertypen peträgtL\>"~O.2 nm, der Abstand der lateralen Moden, auf deren Existenz dir beob-achtete Feinstruktur innerhalb der longitudinalen Moden zurückzuführen ist,liegt um eine Größenordnung darunter. Demgegenüber wurde für den Spek-tralapparat ein theoretisches Auflösungsvermögen von L\>"=O.O1 nm berechnet

(s.4.3.1). IDas tatsächliche Auflösungsvermögen muß dem berechneten Wert demnach

sehr nahe kommen, um die Feinstruktur der longitudinalen Moden auflösen zukönnen. Dies setzt voraus, daß Abbildungsfehler, die auf die Optik des Spektral-apparates zurÜckzuführen sind, vermieden oder zumindest minimiert werden.Die Justierung des Aufbaus ist daher mit besonderer Sorgfalt durchzuführen.

Es ist primär darauf zu achten, daß alle optischen Komponenten möglichstexakt auf einer Achse liegen und sowohl die Strahlhöhe als auch die Strahlrich-tung von den einzelnen Komponenten nicht geändert werden. Die einzelnenElemente sind möglichst genau senkrecht zur optischen Achse auszurichten.

N ach einem Austausch des zu untersuchenden Halbleiterlasers und der damitverbundenen Neujustierung des Aufbaus sollte komponentenweise vorgegangenwerden. Dazu werden zunächst die Einheit aus Laser und Mikroskopobjektivauf das Zentrum des Gitters ausgerichtet und anschließend die nachfolgenden


Komponenten hinzugefügt. Bei der Justieru~g ist insbesondere auf Hie Kol-limatorlinse 11 zu achten. Bei nicht korrekte~ Positionierung wird dar Gitternur unvollständig ausgeleuchtet und die Auflc1>sung herabgesetzt. Dar,berhin-aus zeigte sich im Experiment, daß auch die Äusrichtung dieser Linse bezüglichder vertikalen Achse sehr kritisch ist. Schon s~hr geringe Drehwinkel f4hren zueiner deutlichen Verminderung der Abbildungsqualität. I

Focussierung auf den Detektorspalt

Es ist trotz der vergrößerten Abbildung des $pektrums durch das Tel systemnicht möglich, die Focussierung allein durch I einfache Beobachtung it demAuge durchzuführen. Stattdessen werden daz* mehrere Spektren bei v ränder-ter Einstellung aufgenommen und diese als M~stab verwendet.

I

Die Grobeinsteilung erfolgt unter Beobacht ng des Spektrums mit d m Auge

durch Verschieben der Linse fb und der damit verbundenen Änderung des Lin-

senabstandes e innerhalb des Telesystems. Z Feinjustierung wird die Mikro-meterschraube verwendet, deren Skala das Wi~derauffinden der optimalen Lageermöglicht. Zu jeder Einstellung wird ein Sp~ktrum aufgenommen. Nachdemzunächst Schritte von ße=0.5 mm gewählt w~rden, ist schließlich die IErmitt-

lung der optimalen Einstellung auf 0.1 mm m{i>glich. I

4.6

Der Astigmatismus der gewinngeführten L~erdioden führt zu der b,eschrie-bellen linienförmigen Gestalt der Focuspunkt~ im Spektrum. Im Experimentwurde versucht, diesen Astigmatismus zu kortigieren. Die einfachste Möglich-keit der Korrektur stellt eine gekippte, pla4parallele Glasplatte dar, die inden Strahlengang zwischen Pinhole und KOll imatorlinse 11 eingebracht wird

(allg.: ~.wis~hen das ~egative und d~s po~itive EI~ment.der Bü.ndelaufwei.tung)

[16]. Fur dIe durch dIe Glasplatte emgefuhrte astIgmatIsche DIstanz DI gIlt

n2 CPS2(Up)n2

-isin2(~p)

t(4.6)D 1

mit der Dicke t, dem Kippwinkel up und dem :ßrechungsindex n der Glasplatte.Geht man von einer zu korrigierenden astig~atischen Distanz von D=16°f-Lm

aus (nach einer lateralen Vergrößerung um Mh =4 durch die bei den Mikrosko-pobjektive in die Ebene des Pinholes), betrüte der entsprechende Drehwinkeleiner Glasplatte mit n=1.5 und t=5mm etwaup=17°.


.Im Experiment zeigte sich jedoch, daß de~ tatsächl.ich vorhandene 4stigma-tlsmus von den berechneten Werten wesentlIch abweIcht. Zudem w1 sowohlder zur Korrektur notwendige Drehwinkel als auch die Drehachse von der in-dividuellen Justierung des Aufbaus abhängig. Dieses Verhalten zeigt deutlich,daß der von der Optik des Spektralapparates verursachte Abbildungsfehler ge-genüber dem Astigmatismus der Laserdioden überwiegt. In einigen Fäpen wardie Korrektur mit der beschriebenen Glasplatte nicht möglich. i

Bei großen Drehwinkeln trat weiterhin eine deutliche Verminderung der.Qua-lität der Abbildung ein und damit ein Verlust an Auflösung. Durch f ie Par-allelversetzung des Strahlengangs wird zudem die Justierung sehr er chwert.Vergleichsmessungen bei nur kleinem Astigmatismus zeigten, daß durc dessenKorrektur keine Vorteile für die Aufnahme der Modenstruktur entsteh~n. Ausdiesen Gründen wurde im weiteren auf diese Maßnahme verzichtet. i

5.1

Die Kennlinien der Laserdioden

Uber die Kenntnis des Betriebsstromes Iop bei Nennleistung Po hinaus ist esfür de~ Ei~~atz eines Hal~leiterlasers als Str~[ungsquelle vo~ BedeutuJg,..auchohne JeweIlIges Messen dIe momentane optIsche AusgangsleIstung absChatzenzu können. Da eine ständig vorliegende Größe der Diodenstrom ID ist, kann fürdiesen Zweck die Kennlinie P = f(ID) herangezogen werden, sofern diese unter

Versuchsbedingungen aufgenommen wurde. "I IDa die Laserdioden im vorliegenden Fall nicht temperaturstabilisiert sind, ist

ein Kennlinienverlauf zu erwarten, der von demjenigen einer Kennlinie für kon-stante Temperatur [Abb. 2.11(b)] deutlich abweichen kann. Der Grund hierfürliegt in der mit dem Diodenstrom ansteigenden Temperatur des HalblJiterkri-stalls. Der Arbeitspunkt bewegt sich dann ir erhalb der Kennlinien~char inRichtung höherer Temperaturen. I

TOLD 92005.1.1

Abb. 5.1 zeigt den Verlauf der Kennlinie der Laserdiode TOLD 9200 unterVersuchsbedingungen, d.h. ohne Temperaturstabilisierung bei Raumt,mpera-tur. Die Kennlinie kann mit Hilfe von Absolutmessungen ermittelt werden(s. 3.1.4), oder nach einer relativen, unkalibrierten Messung bei Kenntnis desBetriebsstroms Iop nachträglich skaliert werd! n. Dies war die Vorgehensweisein diesem Fall. I

Die Kennlinie zeigt im unteren Bereich eine Verlauf, der auf eine nurlgeringeErwärmung schließen läßt. Oberhalb der Nennleistung von Po=3 m W nimmt dieSteigung jedoch stark ab. In diesem Bereich f~hrt die Temperaturerhöhung in-nerhalb der Laserdiode offensichtlich zu einer erheblichen Verschiebung des Ar-

66

KAPITEL 5. MESSERGEBNISSE 67

pmW

..!0!!-mA

Abbildung 5.1: Kennlinie (optische Ausgangsleistung als F\1nktion des Dioden-stroms ) der Laserdiode TOLD 9200 ohne Temperaturstabilisierung

beitspunktes innerhalb der Kennlinienschar. Durch dieses Verhalten bleibt dieoptische Ausgangsleistung in einem weiten Bereich des Diodenstroms unterhalbdes für diesen Laserdiodentyp angegebenen Maximalwertes von Pma.,=5mW.

Der ermittelte Verlauf der Kennlinie bestätigt im übrigen qualitativ die Lageder Laserschwelle. Der gemessene Betriebsstrom von Iop=63 mA (s. 3.1.4) läßteinen Knickstrom von weniger als 60 mA erwarten. Der Kennlinie kann ein ent-sprechender Wert von Ith~55 mA entnommen werden. Demgegenüber weist dasDatenblatt (S. 95) typische Werte von Ith=70mA bzw. Iop=75mW (für 2mWoptische Ausgangsleistung) aus. Sowohl die Absolutmessung des Betriebsstro-mes als auch die ermittelte Kennlinie widersprechen diesen Werten. Da imRahmen der Messungen kein weiteres Exemplar des gleichen Laserdiodentypsuntersucht wurde, ist jedoch keine Aussage über eventuelle Serienstreuungen

möglich. I

5.1.2 LTO23MD

Die gemessene Kennlinie der Laserdiode LTO23MD (Abb. 5.2) entspricllt dage-gen relativ exakt der Darstellung im Datenblatt (S. 94). Die Kennlinie besitztim gesamten Bereicll oberhalb des Schwellstromes einen linearen Verlauf.


~I

IDmA

Abbildung 5.2: Kennlinie der Laserdiode LTO23MD

Mögliche Erklärungen für das unterschiedliche Verhalten der Laserdiodenliegen zum einen in einer geringeren Selbsterwärmung durch bessere Wärme-abfuhr bei der LTO23MD, zum anderen ist die Verschiebung der Kennlinie in

Abhängigkeit von der Temperatur hier deutlich geringer (s. Datenblatt).

5.2Das zentrale Ziel des Experiments ist die Messung der longitudinalen Moden-struktur von Halbleiterlasern. Im folgenden wird für die bei den untersuchtenLaserdioden exemplarisch jeweils eine Messreihe mit dem Diodenstrom ID alsParameter dargestellt. Innerhalb einer Messreihe ist die Empfindlichkeit desSchreibers konstant, sodaß die Amplitudenverhältnisse Rückschlüsse auf die

zugrundeliegenden Intensitätsverhältnisse zulassen.Beide Messreihen (LT023MD S. 70 bis S. 74, TOLD 9200 S. 75 bis S. 78) um-

fassen den Bereich jenseits des Schwellstroms bis oberhalb des Betriebsstroms.Die Intensität des Spektrums unterhalb des Schwellstroms ist zu gering, um beiunveränderter Schreiberempfindlichkeit noch dargestellt werden zu können.


Die beiden Laserdiodentypen verhalten si~ qualitativ gleich, was durch denidentischen Führungsmechanismus (Gewinnf4hrung) begründet ist. Bei einemDiodenstrom, der nur wenig oberhalb des ScHwellstroms liegt, besteht das Mo-denspektrum aus einzelnen Linien geringer Vreite. Mit ansteigendem Stromsind zwei Effekte sichtbar. Zum einen erfo tgt eine Aufspaltung der Einzel-linien und damit der longitudinalen Moden, die auf das Auftreten mehrerer

lateraler Moden zurückzuführen ist. Zum an eren verschiebt sich die Schwer-punktwellenlänge des Modenspektrums erwartungsgemäß in Richtung größererWellenlängen (s. 2.2.6).

Die Schriebe können bezüglich des longit dinalen Modenabstandes ausge-wertet werden. Die Skalierung der Abszisse! erfolgte gemäß Abschnitt 4.4.1.Durch die Berücksichtigung der Ubertragung$faktoren bei der Ubernahme derSchriebe in die vorliegende Arbeit kann einei Skalierung dieser Darstellungenangegeben werden, wodurch deren quantitat~ve Auswertung ermöglicht wird.Es ergeben sich die folgenden Werte: I

Laserdiode Longitudinaler ModenabstandLT023MD L\A = 0.3nrn

TOLD 9200 L\A = 0.2 nrn

Dabei gelten die in 4.4.1 angegebenen Fehler&renzen. In der Literatur wird inder Regel als typische Größe für den longitudifialen Modenabstand ß).~0.2 nmangegeben. Darüberhinaus genauere Vergleic~swerte sind nur schwer zu erhal-ten, da die maßgebliche Größe, die Länge d~s Resonators -im vorliegendenFall also die Länge des Halbleiterkristalls -, in den Datenblättern nicht auf-geführt wird. Vergleichsmöglichkeiten bieten oedoch die in den Datenblätterndargestellten, skalierten Modenspektren. Ei~e Auswertung dieser Spektren(S. 94 bzw. S. 96) liefert Werte von ß),=0.30n~ (LT023MD) bzw. ß).=0.17nm(TOLD 9200). Diese Vergleichswerte erlauben leine Bestätigung der gemessenenWerte.

MESSERG EBNISSEKAPITEL 5.

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Abbildung 5.3: Longitudinales Modenspektrum der Laserdiode

SHARP LTO23MD. Diodenstrom ID~47...49mA. Skalierungder Abszisse: 2.1 cm/nm (Originalschrieb 2.8 cm/nm).


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A

Abbildung 5.4: Longitudinales Moden$pektrum der LaserdiodeSHARP LTO23MD. Diodenstrom ID:j=50... 52 mA. Skalierungder Abszisse: 2.1 cm/nm (Originalschriqb 2.8 cm/nm).


A

Abbildung 5.5: Longitudinales Modenspektrum der LaserdiodeSHARP LTO23MD. Diodenstrom ID=54... 56 mA. Skalierungder Abszisse: 2.1 cm/nm (Originalschrieb 2.8 cm/nm).

MESSERGEBNISSEKAPITEL 5. 73

A

Abbildung 5.6: Longitudinales Modenspektrum der LaserdiodeSHARP LTO23MD. Diodenstrom ID=58... 60 mA. Skalierungder Abszisse: 2.1 cm/nm (Originalschrieb 2.8 cm/nm).


A

Abbildung 5.7: Longitudinales Modenspektrum der LaserdiodeSHARP LTO23MD. Diodenstrom ID=62 mA. Skalierung derAbszisse: 2.1 cm/nm (Originalschrieb 12.8 cm/nm).


IID=59.0mAI

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A

Abbildung 5.8: Longitudinales Modenspektrum der LaserdiodeTOSHIBA TOLD 9200. Diodenstrom ID=59.0... 60.5 mA.Skalierung der Abszisse: 2.6cm/nm (Originalschrieb 3.4cm/nm).

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Longitudinales Modenspektrum eines Halbleiterlasers · Als Wegsensor wird ein...

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