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Schnelle Laserstrahlschaltung Welchen Beitrag liefern akustooptische Modulatoren für das effiziente und schnelle Schalten von Laserstrahlung?Franka Marquardt, Bernhard Steiger und Dana Quellmalz

In der Mikromaterialbearbeitung sind die Anforderungen hinsichtlich der Präzision der Bearbeitung sehr hoch. Mit gepulsten Lasersystemen ist es möglich, eine definierte Fluenz zeitlich exakt und damit positionsgenau bereit zu stellen. Laseranlagen mit Pulsdau-ern im ns-Bereich generieren Pulsfol-gefrequenzen bis zu einigen 100 kHz und Pulsspitzenleistungen von einigen Kilowatt. Für ein gleich bleibendes Bearbeitungsergebnis ist die Abhän-gigkeit der Pulsenergie von der Puls-wiederholfrequenz nachteilig. Dieser Artikel stellt eine alternative Methode vor, die das schnelle optische Schalten von cw-Laserstrahlung konstant hoher Leistung im MHz-Bereich durch den Einsatz externer akustooptischer Mo-dulatoren (AOM) ermöglicht.

Grundlagen

Das Ziel der Untersuchungen war es, einen Laserstrahl so schnell und so ef-fizient wie möglich zu schalten. Abb. 1 zeigt eine schematische Darstellung der Beugung eines Laserstrahls am Schall-feld eines AOM. Dies propagiert mit einer Hochfrequenz Ω in x-Richtung. Der dargestellte AOM wird im Bragg-Regime betrieben, das durch ein breites Schallfeld b und eine hohe Schallfre-quenz charakterisiert ist, die mit einem kleinen Gitterabstand Λ einhergeht. Die Einstrahlung eines annähernd in z-Richtung propagierenden Laserstrahls mit der Wellenlänge λ erfolgt unter dem Bragg-Winkel ϕB.

Durch die Einstrahlung unter dem Bragg-Winkel ergibt sich konstruktive Interferenz für den am Schallfeld ge-beugten Laserstrahl. Es entsteht neben der nullten ungebeugten Ordnung eine erste Beugungsordnung unter dem Win-kel 2 ϕB. Dieser ergibt sich aus Gl. 1.

η = 1 – = sin2 ( ) PPopt

Δφ2

τ = + ( ) + tD

tD = β ·

λ · b2 · va · Λ

1Δfa

wvak

sin ϕB = λ2 ∙ Λ

Δn = Pak · n0

6 · pij2

2 · b · h · ρ · vak3 √

Δφ = · Δn · b · √2 2πλ

(1)

Das akustooptische Medium des ver-wendeten AOM ist Quarzglas. Es wurde die Beugungseffizienz η des AOM in der nullten Ordnung und die Ausschaltzeit des Laserstrahls gemessen. Die Beu-gungseffizienz η beschreibt dabei, in welchem Maße Strahlung aus der null-ten Ordnung heraus gebeugt werden kann. Die Effizienz lässt sich nach Gl. 2 berechnen [1]. In der Praxis erfolgte die Bestimmung von η über die Messung der Leistung P in der nullten Ordnung bei eingeschaltetem AOM bezogen auf die Ausgangslaserleistung Popt bei aus-geschaltetem AOM.

η = 1 – = sin2 ( ) PPopt

Δφ2

τ = + ( ) + tD

tD = β ·

λ · b2 · va · Λ

1Δfa

wvak

sin ϕB = λ2 ∙ Λ

Δn = Pak · n0

6 · pij2

2 · b · h · ρ · vak3 √

Δφ = · Δn · b · √2 2πλ

(2)

Der Phasenversatz Δφ ist unter an-derem von der angelegten HF-Leistung, der räumlichen Abmessung des Schall-wandlers und den Eigenschaften des akustooptischen Mediums abhängig (Infokasten).

Die Schaltzeit τ eines AOM wird vor allem durch die Durchlaufzeit tD der Schallwelle durch den Laserstrahl limi-tiert (Gl. 3, [1]).

η = 1 – = sin2 ( ) PPopt

Δφ2

τ = + ( ) + tD

tD = β ·

λ · b2 · va · Λ

1Δfa

wvak

sin ϕB = λ2 ∙ Λ

Δn = Pak · n0

6 · pij2

2 · b · h · ρ · vak3 √

Δφ = · Δn · b · √2 2πλ

(3)

Die Ausbreitungskonstante β ist ab-hängig vom Strahlprofil des Laserstrahls und nimmt für Strahlen mit beugungs-begrenzter Strahlqualität den Wert 1,3 an. Im Standardbetrieb ist die Schallge-schwindigkeit vak eine unveränderliche Größe. Die einzige Möglichkeit zur Re-duzierung der Schaltzeit ist die Verklei-nerung des Laserstrahldurchmessers w im AOM. Da das Ziel der Untersuchung darin bestand, den Laserstrahl aus der

~ HF

Ω

Λ

2 · ϕB

0

1

z

x

b

ϕB

λ

Abb. 1 Wechselwirkung einer elektro-magnetischen Welle mit dem Schallfeld bei Bragg-Anordnung.

η = 1 – = sin2 ( ) PPopt

Δφ2

τ = + ( ) + tD

tD = β ·

λ · b2 · va · Λ

1Δfa

wvak

sin ϕB = λ2 ∙ Λ

Δn = Pak · n0

6 · pij2

2 · b · h · ρ · vak3 √

Δφ = · Δn · b · √2 2πλ

(2a)

η = 1 – = sin2 ( ) PPopt

Δφ2

τ = + ( ) + tD

tD = β ·

λ · b2 · va · Λ

1Δfa

wvak

sin ϕB = λ2 ∙ Λ

Δn = Pak · n0

6 · pij2

2 · b · h · ρ · vak3 √

Δφ = · Δn · b · √2 2πλ

(2b)

b · h: Querschnittsfläche des akustischen FeldesPak: effektive akustische Leistungn0: Grundbrechzahl des akustooptischen Mediumsρ: Dichtepij: Komponente des fotoelastischen Tensors

Die Brechzahländerung im AOM ist von der akustischen Intensität sowie den Materialeigenschaften abhängig. Die Einkopplung der HF-Leistung vom Schallwandler in das akustische Medium erfolgt unter einem Kopplungswirkungsgrad. Dieser liegt bei etwa 20 %.

Infokasten

Optische Komponenten

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nullten Beugungsordnung zu schalten, wurde die Ausschaltzeit tFall gemessen. Sie ist als das Intervall definiert, in dem der Signalpegel von 90 auf 10 % des Ma-ximalwertes absinkt.

Als Laserquelle kam ein Faserlaser der Firma IPG mit einer mittleren op-tischen Ausgangsleistung von 400 W im kontinuierlichen Betrieb zum Einsatz. Die verwendete Wellenlänge betrug 1,07  µm und die Beugungsmaßzahl M2 = 1,05.

Ergebnisse

Beugungseffizienz

Die Bestimmung der Beugungseffizienz erfolgte mit dem in Abb. 2 dargestellten experimentellen Setup.

Der Pfeil im AOM kennzeichnet die Ausbreitungsrichtung des Schallfeldes. Mit Hilfe der λ/2-Platte ließ sich die Polarisationsrichtung des linear pola-

risierten Laserstrahls einstellen. Die Schwingungsrichtung des elektrischen Feldstärkevektors in Bezug auf die Aus-breitungsrichtung des Schallfeldes wirkt sich entscheidend auf die erreichbare Beugungseffizienz aus. Der Grund für dieses Verhalten ist, dass für unter-schiedliche Polarisationsrichtungen ppol und spol des Laserstrahls bezogen auf das Schallfeld im AOM unterschied-liche Komponenten p11 und p12 des foto-elastischen Tensors zur Berechnung der Effizienz herangezogen werden (Abb. 3). Es gilt für Quarzglas und longitudinale Schallwellen p11 < p12. Schwingt der elek-trische Feldstärkevektor senkrecht zur Ausbreitungsrichtung des Schallfeldes, wirkt p12 und die Effizienz des Schalt-vorgangs ist größer als bei paralleler Schwingungsrichtung. Durch Realisie-rung eines Linsensystems in Form ei-nes Keplerteleskops konnte der Strahl-durchmesser eingestellt werden.

Abb. 3 zeigt, dass Strahlen mit grö-ßerem Durchmesser bei gleicher HF-Leistung effizienter gebeugt werden als kleinere Strahldurchmesser. Die HF-Leistung wird über den Schallwandler in das akustooptische Medium eingekop-pelt. Je größer die HF-Leistung, desto größer ist die Amplitude des Schallfel-des und damit die durch die Schallwelle im Quarzglas induzierte Brechzahldif-ferenz. Diese führt wiederum zu einer größeren Phasenmodulation des La-serstrahls (Gl. 2 und Infokasten). Weitere formelle Erläuterungen können unter anderem in [2] nachvollzogen werden. Je nach der Größe des zu schaltenden Laserstrahldurchmessers und der An-forderung an die Effizienz sollte die HF-Leistung begrenzt werden, da diese eine hohe thermische Belastung für das Quarzglas darstellt. Sie führt zu einem schnelleren Altern des AOM. Außer-dem stellt die Schnittstelle zwischen Schallwandler und Glas eine kritische Verbindung dar.

Der theoretische sin2-Verlauf der Beugungseffizienz (Glg. 2) konnte ex-perimentell bestätigt werden [3]. Das Ziel der durchgeführten Untersuchun-gen war es, die maximale Effizienz des AOM zu ermitteln. Die dargestellten Ergebnisse zur Beugungseffizienz wur-den bei einer für die Versuche optimalen HF-Leistung erzielt (Abb. 3 und Abb. 5).

Der Grund für die Abnahme der Effi-zienz mit kleinerem Strahldurchmesser lässt sich mit dem folgenden Modell be-gründen. Die am Schallfeld gebeugten Strahlanteile des Laserstrahls haben die gleichen geometrischen Abmessungen wie die des einfallenden Strahls. Bei großen Strahldurchmessern kommt es zu einer Überlagerung der gebeugten Strahlanteile. Dadurch steigt die Wahr-

Abb. 3 Beugungseffizienz in Abhängigkeit des Strahlradius bei einer HF-Leistung von 50 W für parallel (ppol) und senkrecht (spol) zum Schallfeld polarisierte Laserstrahlung, Popt = 2 W, fMod = 100 kHz.

Abb. 4 Ausschaltzeit in Abhängigkeit des Strahlradius, Popt = 40 W, PHF = 50 W, fmod = 50 kHz.

Beu

gung

seffi

zien

z η

1

0,8

0,6

0,4

0,2

0

Strahlradius w in mm

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1

spol

ppol

300

250

200

150

100

50

0

Aus

scha

ltzei

t tFa

ll in

ns

Messwertetheoret. Verlauf

Strahlradius w in mm

0 0,2 0,4 0,6 0,8 1 1,2 1,4

Abb. 2 Experimenteller Aufbau zur Bestimmung der Beugungseffizienz.

Laserquelle λ/2 Platte AOM Lochblende Leistungsmesskopf

y

zx

Variable Beschreibung Wert

b Schallfeldbreite 46 mm

Ω Schallfrequenz 40,68 MHz

vak Schallgeschwindigkeit der Longitudinalwelle im Medium Quarzglas

5950 m/s

Λ Wellenlänge der akustischen Welle 146 μm

2 ϕB Beugungswinkel 7,3 mrad

Tab. 1 Relevante akustooptische Kenngrößen des AOM

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scheinlichkeit für die konstruktive In-terferenz dieser gebeugten Anteile und eine höhere Beugungsordnung wird er-zeugt. Bei kleinen Strahldurchmessern ist die Wahrscheinlichkeit der konstruk-tiven Interferenz geringer.

Durch die Verwendung von zwei in Reihe angeordneten AOM konnte die maximale Effizienz auf über 99  % ge-steigert werden.

Schaltzeit

Aus Gleichung (3) ist bekannt, dass kleine Strahlradien erforderlich sind, wenn der Schaltvorgang besonders schnell erfolgen soll. Zur Bestimmung der Schaltzeit wurde der Leistungsmess-kopf aus dem experimentellen Setup aus Abb. 2 durch eine Streuscheibe und eine schnelle Fotodiode ersetzt. Abb. 4 zeigt die Messergebnisse.

Je kleiner der Laserstrahldurchmes-ser ist, desto weniger Zeit benötigt die akustische Welle, um den Laserstrahl zu durchlaufen. Für Strahlradien größer 500 µm ist die erreichte Schaltzeit deut-lich geringer als das Modell vorhersagt. Das Wegschalten des Strahls scheint be-reits einzusetzen, wenn die Schallwelle

zirka die Hälfte des Laserstrahls erfasst hat. Hinsichtlich der Untergrenze des gerade noch zu schaltenden Strahlra-dius gilt die akustische Wellenlänge als limitierende Größe, hier Λ =  146  µm. Für Strahldurchmesser in dieser Grö-ßenordnung ist die durch das Schallfeld induzierte Brechungsindexvariation zu gering, sodass es statt zur Beugung zu ei-ner schnellen Richtungsmodulation des Laserstrahls kommt. Dieser Vorgang ist vergleichbar mit der Strahlpropaga-tion in einer Gradientenindexoptik. Die kleinsten geschalteten Strahlradien be-trugen im Experiment w = 90 µm. Die Schaltzeit für diesen Radius konnte mit 40 ns gemessen werden.

Eine Abhängigkeit des Schaltvor-gangs von der optischen Leistung wurde nicht gemessen und ist auch aus den theo retischen Darlegungen zu akustooptischen Modulatoren nicht bekannt. Allerdings ist das Auftreten thermischer Effekte in den Optiken zur Strahlverkleinerung bei einer opti-schen Leistung über 300 W und Strahl-radien w <  500  µm gemessen worden. Insbesondere Linsen aus N-BK7 haben sich als problematisch herausgestellt. Bei Verwendung kleiner Strahldurch-messer sind Optiken aus Quarzglas empfehlenswert. Thermische Effekte führen zu einer Veränderung der Diver-genz des Laserstrahls und demnach zu einer Veränderung des Strahlradius im AOM.

Modulationsfrequenz

Um die maximale Modulationsfrequenz zu ermitteln, die sich mittels AOM rea-lisieren lässt, wurde das Lasersignal mit einer Fotodiode in der nullten Ordnung hinter der Blende detektiert (Abb.  2). Die Trägerfrequenz des AOM von Ω = 40,68 MHz wurde mit der Modula-tionsfrequenz fMod zeitlich getaktet. Abb. 5 zeigt das Fotodiodensignal von Puls-zügen bei Variation der Modulations-frequenz. Die Nulllinie im Diagramm entspricht dem Zustand bei ausgeschal-tetem Laser.

Es ist erkennbar, dass mit steigender Modulationsfrequenz die Modulati-onstiefe sinkt. Bei hohen Frequenzen ist die Zeit zum vollständigen Ein- und Ausschalten des Schallfeldes zu gering. Eine mögliche Ursache ist die ver-gleichsweise lange Einschwingzeit des Piezoschwingers. Dadurch kommt es zu einem geringeren Brechungsindexgra-dient und demnach zu einer Abnahme der Modulationstiefe. Eine Modulati-onsfrequenz von 10 MHz bedeutet wei-terhin, dass das Schallfeld lediglich für eine Zeit von 100  ns eingeschaltet ist. Bei einer Trägerfrequenz des AOM von 40,68 MHz besteht das Schallfeld dann aus nur noch vier wechselwirkenden Perioden der Schallwelle mit jeweils ei-nem hoch- und niedrigbrechenden Be-reich, die den optischen Strahl modu-lieren. Dies führt zu einer Verringerung der Effizienz.

Laserinstitut der Hochschule MittweidaMittweida

Das Laserinstitut der Hochschule Mittweida ging 2010 aus dem 1987 gegründe-ten Laserapplikationszentrum LAZ sowie dem Laserinstitut Mittelsachsen hervor. Vor allem Absolventen des Studiengangs Lasertechnik und des Maschinenbaus arbeiten an verschiedenen Projekten zur Laseranwendung und der Entwicklung neuer Laserkomponenten. www.laser.hs-mittweida.de

Das Institut

Abb. 5 Pulszüge bei Variation der Modulationsfrequenz von fMod = 1 MHz (links) bis fMod = 10 MHz (rechts), w = 0,4 mm.

Abb. 6 Experimenteller Aufbau zur Untersuchung der Wechselwirkung zwischen Schallfeld und elektromagnetischer Welle.

norm

iert

e Le

istu

ng 10,80,60,40,2

0

Zeit in ns

0 200 400 600 0 200 400 600 800 0 100 200 300 400 0 100 200 300 400 0 100 200 300 400

1 MHz 2 MHz 5 MHz 7 MHz 10 MHz

fs-Laser AOM Strahlfalle

Strahlfalle

Fokussieroptik

Primes-Strahlanalyse

yz

x

Optische Komponenten

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Eine sehr hohe Modulationsfrequenz bewirkt nicht nur eine Verringerung der Beugungseffizienz. Sie führt auch zu ei-ner Verschlechterung des Strahlprofils der genutzten Ordnung, wie ein weiteres Experiment zeigte.

Beeinflussung des Strahlprofils

Da das Laserstrahlprofil für viele An-wendungen entscheidend ist, wurde die Wechselwirkung zwischen dem Schallfeld und der elektromagneti-schen Welle sowie die Auswirkung auf das Laserstrahlprofil dokumentiert. Dafür kam ein fs-Laser der Wellen-

länge  λ  =  1030  nm zum Einsatz. Der experimentelle Aufbau ist in Abb. 6 dar-gestellt.

Da sich sowohl die nullte als auch erste Beugungsordnung nutzen lassen, wurde der experimentelle Aufbau ange-passt, sodass beide Ordnungen nachei-nander mittels Strahlanalysegerät beob-achtet werden konnten.

Die Messung erfolgte unter der Fra-gestellung, ob sich das Laserstrahlprofil unter dem ausbildenden Schallfeld de-formiert. Um den Einfluss des Schallfel-des auf die Ausbreitung des Laserstrahls sichtbar zu machen, wurde der Zeit-

punkt der Laserstrahlemission mit der Emission des Schallfeldes synchroni-siert. Ein fs-Laser generierte Triggersi-gnale, die als Eingangssignale für einen nachgeschalteten Funktionsgenerator dienten. Der explizite Zeitpunkt der Aussendung der Schallwelle ließ sich variabel einstellen (Abb. 7, links).

Der fs-Strahl tastete somit das Schall-feld an unterschiedlichen Positionen Δs1 (Δt1) bis Δs3 (Δt3) ab (Abb. 7, rechts). Da sich das akustische Feld deutlich langsa-mer als der Laserstrahl ausbreitet, kann es für den Zeitraum der Wechselwir-kung als stationär angesehen werden.

Das Ergebnis der Messung zeigt, dass der Laserpuls unter dem Einfluss des Schallfeldes sowohl in der geome-trischen Ausdehnung als auch in sei-nem Strahlprofil deformiert wird. In Abb. 8 sind die erhaltenen Strahlprofile zu den unterschiedlichen Zeitpunkten dargestellt.

Danksagung

Die Untersuchungen erfolgten im Rah-men des ESF-Projektes „ULMI - Ult-raschnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“. Die Autoren dan-ken dem ESF für die finanzielle Unter-stützung des Projekts.

[1] R. G. Hunsperger: Integrated Optics – The-ory and technology, 6. Auflage, Springer New York (2009) 513

[2] B. Saleh et al.: Fundamentals of Photonics, 2. Auflage, Wiley New Jersey (2007) 1177

[3] F. Marquardt: Untersuchungen zur schnel-len Strahlschaltung mit akustooptischen Modulatoren, Wissenschaftliche Abschlus-sarbeit, Hochschule Mittweida (2012) 87

DOI: 10.1002/opph.201300021

Die Autoren

Franka Marquardt studierte Physikalische Technik an der Hochschule Mittweida. Im ESF-Projekt „ULMI – Ultraschnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“ ist sie als Nach wuchs-

wissenschaftlerin in der Arbeitsgruppe Photonik für den Aufbau der schnellen Strahlschaltung zuständig.

Bernhard Steiger ist Professor für Physik und Technische Optik an der Hochschule Mittweida. Er koordi-niert als Projektleiter der Fachgruppe Photonik in der Nach-wuchsforschergruppe „ULMI – Ultra-

schnelle Mikrobearbeitung mittels Hochleistungslaser“ die Arbeiten zur schnellen Strahlschaltung.

Dana Quellmalz studiert Physikalische Technik im Master-studiengang an der Hochschule Mittweida und schreibt derzeit ihre wissenschaftliche Abschlussarbeit zur schnellen Strahl-schaltung mit elek-

trooptischen Modulatoren.

Franka Marquardt, Laserinstitut an der Hochschule Mittweida, Technikumplatz 17, 09648 Mittweida, Tel. +49 (0) 37 27, 58 12 74, E-Mail: franka.marquardt@htwm.deBernhard Steiger, Hochschule Mittweida, Technikumplatz 17, 09648 Mittweida, Tel. +49 (0) 37 27 58 10 45, E-Mail: bernhard.steiger@htwm.de, Dana Quellmalz, Tel. +49 (0) 37 27 58 12 74

Abb. 7 Durch die Synchronisation zwischen fs-Laserpuls und AOM ließ sich das Fortschreiten der Schallwelle im AOM zu unterschiedlichen Zeitpunkten abtasten.

Abb. 8 Von links nach rechts: Strahlprofil der ersten Beugungsordnung vor, während und nach der Wechselwirkung mit dem Schallfeld.

Δt1Δt2

Δs1 Δs2 Δs3

Schall-wellenfrontBragg-AOM

Schallwandler

Spa

nnun

g U

in V

8

6

4

2

0

–2

Zeit t in a. u. TriggersignalSchallemission zur Zeit t1Schallemission zur Zeit t2

fs-Laserstrahl

zx

15 17 19 21 23 25

160140120100

80604020

y in

μm

x in μm 40 80 120 160 40 80 120 160 40 80 120 160