Zivilschutz-ForschungSchriftenreihe der Schutzkommission beim Bundesminister des Innern

Herausgegeben vom Bundesamt für Zivilschutz Neue Folge Band 33

J. Bernhardt, J. Haus, G. Hermann,G. Lasnitschka, G. Mahr, A. Scharmann

LaserspektrometrischerNachweisvon Strontiumnukliden

ISSN 0343-5164

Herausgeber: Bundesamt für Zivilschutz,Deutschherrenstr. 93-95, 53177 BonnTelefon: (02 28) 9 40-0Telefax: (02 28) 9 40-14 24Internet: http://www.bzs.bund.deRedaktion: Birte Schönherr, Gisela KrugspergerDie Arbeit gibt die Meinung der Autoren wieder. Der Beitrag stellt keineÄußerung des Herausgebers dar und ist auch nicht als solche auszulegen.

© 1998 by Bundesamt für Zivilschutz, BonnSatz: Fotosatz Froitzheim AG, Bonn

Inhalt

1 Ausgangssituation und Problemstellung 7

2 Konzeption des Nachweisverfahrens 9

3 Theoretischer Teil 11

3.1 Spektrale Eigenschaften von Strontium 113.2 Die Spektroskopie gekoppelter Übergänge 163.3 „Zweifach“ Doppler-frei gewonnene Linien 20

4 Experimenteller Teil 254.1 Farbstofflaser-Spektrometer 254.2 Halbleiterlaser-Spektrometer 264.3 Heatpipe und Vakuumsystem 444.4 Modulationssysteme und Detektionselektronik 454.5 Gesamtaufbau und Steuerung des Experiments 51

5 Messungen und Ergebnisse 555.1 Behandlung des Strontiums 555.2 Einstufige Messungen 555.3 Zweistufige Messungen 59

6 Diskussion 876.1 Linienformen 876.2 Linienbreiten 876.3 Druckverbreiterung 886.4 Linienpositionen 896.5 Selektivität 906.6 Nachweisgrenze 91

7 Ausblick 93

8 Zusammenfassung 97

9 Literatur- und Quellenverzeichnis 1019.1 Quellenangaben 101

9.2 Veröffentlichungen zum Projekt 103

Die Autoren 105

5

Anhang 107

A.l Schaltpläne und Konstruktionsskizzen 109A.l.l Schnittzeichnung Referenz-FPI 109A.1.2 Schnittzeichnung Spektrum-Analyzer 109A.1.3 Schaltskizze Stromquelle Laserdiode 110A.1.4 Schaltskizze Temperaturregelung Laserdiode 111A.1.5 Schaltskizze Temperatur-/Leistungsanzeige 112A.1.6 Schaltskizze Dividierer 113A. 1.7 Schaltskizze Photodiodenverstärker 114A. 1.8 Schaltskizze Temperaturregelung der Grundplatte 115A.l.9 Schaltskizze Hochspannungsnetzteil 116A.l.10 Schaltskizze HV-Verstärker 117A.l.11 Schaltskizze VCO und Frequenzteiler 118A.1.12 Schaltskizze Aktiver Bandpaß 119A.l.13 Schaltskizze Passiver Bandpaß 120A.1.14 Schaltskizze Hochpaß 121A.l.15 Schnittzeichnung Strontiumzelle (Stabilisierung) 122

A. 2 Daten optischer und elektronischer Bauteile 123A.2.1 Laserdioden TOLD 9140/9150; Datenblätter 123A.2.2 Transmission der Spiegel des Referenz-FPI 127A.2.3 Transmission der Spiegel für den Spektrum-Analyzer 127A.2.4 Spezifikationen und spektrale Transmission des Kanten-

filters RG 695 128

1. Ausgangssituation und Problemstellung

Im Falle kerntechnischer Unfälle kommt der Überwachung der radio-aktiven Uran-Spaltprodukte besondere Bedeutung zu. Die besondere bio-logische Relevanz der Strontiumisotope 89Sr und 90Sr, die mit fast 5 % zu denhäufigsten Kernfragmenten gehören (Reisdorf et al., 1971), begründet sichdabei aus ihrer chemischen Verwandtschaft zu Kalzium, die nach In-korporation ihre Einlagerung in die Knochensubstanz begünstigt. Durchihre Radioaktivität kommt es in der Folge zu Schädigungen des blut-bildenden Gewebes (Leukämie). Besondere Problematik erwächst hierbeiinsbesondere aus der langen physikalischen Halbwertzeit des 90Sr von 28,4 a(Stadibauer, 1988) und der langen biologischen Halbwertzeit von bis zu 45 a(Haberer, 1989).

90Sr und 89Sr sind reine Betastrahler, wodurch sie sich dem konventionellengammaspektroskopischen Nachweis entziehen. Im Falle des 90Sr, das über90Y (Halbwertzeit 64,1 h) zu 90Zr (stabil) zerfällt, ist auch der Zerfall desTochternuklids ein Beta-Zerfall ohne γ-Emission. Die Meßanleitungen fürdie Überwachung der Radioaktivität in der Umwelt (Kanisch et al, 1992)stellen Methoden zur Anreicherung, Trennung und Bestimmung von 89Srund 90Sr zusammen, wobei zwei Analysestrategien verfolgt werden: Bei derdirekten Radiostrontiumbestimmung werden die Aktivitäten der einzelnenIsotope mit Hilfe von Low-Level-Detektoren direkt bestimmt, was aller-dings die Isolierung dieser Isotope aus der Matrix erfordert. Die indirekteRadiostrontiumbestimmung nutzt die schon genannte Zerfallskaskade des90Sr, in der sich nach ca. 10-14 Tagen ein radioaktives Gleichgewicht ein-stellt. Chemische Extraktion des Yttriums und anschließende Bestimmungseiner Aktivität in Low-Level-Detektoren komplettieren dann den Nach-weis. Obwohl es Abschätzungen zu Messungen nach kürzerer Yttrium-Nachbildungszeit gibt (Ramebäck et al., 1995), bleibt die lange Meßzeit eingroßer Nachteil dieser Methode.

Die Deposition von Radioaktivität im Boden erfolgt hauptsächlich durchAuswaschung aus der Atmosphäre. Während das Jahresmittel der 90Sr-Nu-klidaktivität im Zeitraum von 1967 bis 1985 unterhalb 0,4 mBq/L lag (Ha-berer, 1989), wurden nach dem Reaktorunfall von Tschernobyl im April1986 in Niederschlagswässern 90Sr-Aktivitäten in der Größenordnung eini-ger 10 Bq/L gemessen, so etwa 21 Bq/L in München, 35 Bq/L in Wien, 76 Bq/L in Berlin (Bundesminister für Umwelt, Naturschutz und Reaktorsicher-heit, 1987; Bundesministerium für Gesundheit und Umweltschutz, 1986).Diese Aktivität sollte dann von jeder zu dem oben beschriebenen Stan-dardverfahren alternativen Nachweismethode bei kurzer Meßzeit nachge-wiesen werden können. Bisher von anderen Arbeitsgruppen vorgeschlageneVerfahren sind etwa Resonanz-Ionisations-Massenspektrometrie (RIMS)

(Monz et al, 1993; Zimmer et al, 1994), Ionen-Chromatographie mit Low-Level-Szintillationszählern (Stadibauer, 1988) oder HPLC mit On-line-de-tektion (Abbadi et al, 1997).

Der vorliegende Bericht basiert auf den Arbeiten zu zwei von der Schutz-kommission beim Bundesminister des Innern geförderten Projekten, derenZiel die Erarbeitung theoretischer und experimenteller Grundlagen für einschnelles, auf dem Effekt der Isotopieverschiebung atomarer Resonanz-linien beruhendes laserspektrometrisches Nachweisverfahren für 90Sr-Kon-zentrationen im Niederschlag war. Ausgehend von den Auswirkungen derReaktorkatastrophe von Tschernobyl auf den europäischen Raum solltedieses Verfahren neben ausreichender Selektivität, insbesondere gegenüberden stabilen Sr-Isotopen, eine Nachweisgrenze von 10 Bq/L erreichen.

2. Konzeption des Nachweisverfahrens

Das laserspektroskopische Nachweisverfahren basiert auf dem Effekt derIsotopieverschiebung der atomaren Spektrallinien im optischen Spektrum.Da dieser in der Regel sehr viel kleiner als die Doppler-Breite einer zueinem Übergang gehörenden Linie ist, muß hier ein Doppler-freies laser-spektroskopisches Verfahren zur Anwendung kommen. Da die nach demReaktorunglück von Tschernobyl in 11 Regenwasser in Mitteleuropa gemes-sene 90Sr-Aktivität in der Größenordnung von 10 Bq lag, folgt daraus beieinem natürlichen Strontiumhintergrund von etwa 1 μg/l eine zu errei-chende Selektivität von 5 · 105. Als eine Linie mit zu erwartender hoherSelektivität bietet sich hierbei die Interkombinationslinie 51S0 -> 53Pj beiλ = 689,4 nm mit einer natürlichen Linienbreite von nur 8 kHz an. Es wurdeallerdings festgestellt (Roth, 1989), daß ein einstufiges polarisations-spektroskopisches Verfahren weder die notwendige Selektivität noch dieangestrebte Nachweisgrenze erreicht. Aus diesem Grunde wurde ein zwei-stufiges Verfahren unter Verwendung des gekoppelten Überganges 53P1

63Si (λ = 688,0 nm, natürliche Linienbreite 12 MHz) vorgeschlagen, wobeisich dann die Gesamtselektivität aus dem Produkt der Selektivitäten aufbeiden Übergängen ergibt, und die zweite Anregungsstufe die erforderlicheEmpfindlichkeit liefern soll. Hierbei wird die erste Stufe mit zwei gegen-läufigen, mit verschiedenen Frequenzen amplitudenmodulierten Strahleneines durchstimmbaren Farbstofflasers gepumpt und dabei die Absorptioneines Halbleiterlasers phasenempfindlich auf dem zweiten Übergang de-tektiert. Dies sollte zunächst mit der Differenzfrequenz der beiden Modu-lationsfrequenzen geschehen; in einem weiteren Schritt erfolgt dann eineFrequenzmodulation (FM) eines der Pumplaserstrahlen, mit der Spektren inzweiter Ableitung erhalten werden.

Zur Umsetzung in ein praktikables Verfahren für reale Proben ist zunächsteine Aufkonzentration des im Regenwasser enthaltenen Strontiums not-wendig, für das Sr-spezifische Ionentauscher verfügbar sind. Dabei istgrundsätzlich eine Kontrollmöglichkeit der Reaktionsausbeute erforderlich,die für Strontium für gewöhnlich mit dem γ-aktiven Isotop 85Sr als Tracererfolgt.

Weiterhin muß das in der Probe enthaltene Strontium in eine Form gebrachtwerden, in der es bei niedrigen Temperaturen (d. h. δ < 1500 °C) atomisiertwerden kann, um die thermische Hintergrundstrahlung des als Atomisie-rungseinrichtung zu verwendenden Graphitrohr-Ofens und damit das hier-mit in den Detektionszweig eingebrachte Rauschen so gering wie möglich zuhalten. Die Schritte der Probenvorbereitung zeigt Abb. 1.

Die derart vorbehandelte Probe soll im Anschluß in einem Graphitrohrofenatomisiert werden. Da der Sr-Dampf und damit die spektrale Absorption

Abb. 1: Flußdiagramm der notwendigen Probenvorbereitung einer angesäuerten, wäßrigenRegenwasserprobe (GF: Graphitrohrofen).

hierbei nur für wenige Sekunden anstehen, ist es erforderlich, daß beideAnregungslaser auf die Wellenlängen der entsprechenden Übergängedes Isotops 90Sr spektral stabilisiert sind, was eine absolute Wellenlängen-stabilität von etwa Δλ/λ ~ 10 - 8 erfordert. Maximale Selektivität wird für denFall erhalten, daß der eine der beiden Pumpstrahlen amplituden- (AM), derandere frequenzmoduliert (FM) wird und der Nachweis der Absorption desDiodenlasers auf der Triplettlinie phasenempfindlich auf der Summe ausAM- und doppelter FM-Frequenz erfolgt. Das damit in der Linienmitte deszweifach Doppler-freien Zweistufen-Signals des 90Sr erhaltene, zeitabhän-gige Absorptionssignal wird dann zur Ermittlung der gesuchten Konzentra-tion ausgewertet.

Die Untersuchungen im Rahmen des Vorhabens konzentrieren sich auf dieErarbeitung des spektroskopischen Meßverfahrens, Konzeption und Auf-bau der notwendigen apparativen Komponenten, Adaption der laserspek-troskopischen Peripherie, Durchführung der Messungen, Optimierung derexperimentellen Parameter und Auswertung der Ergebnisse, mit derenHilfe eine grundsätzliche Aussage über die praktische Durchführbarkeit desNachweises möglich wird. Hierzu gehören ein- und zweistufige Messungen,amplituden- und frequenzmoduliert aufgenommene Spektren, die Ermitt-lung für den Nachweis optimaler Experimentparameter und die damit er-folgten Abschätzungen für die Nachweisgrenze von 90Sr und seine Selekti-vität gegenüber den stabilen Strontium-Isotopen.

10

3. Theoretischer Teil

3.1 Spektrale Eigenschaften von Strontium

Die relative Atommasse 87,62 natürlichen Strontiums (Ordnungszahl 38)ergibt sich aus seiner Zusammensetzung aus den stabilen Isotopen 84Sr(0,56 %), 86Sr (9,86 %), 87Sr (7,02 %) und 88Sr (82,56 %). Abb. 2 zeigt seinvereinfachtes Termschema mit den für diese Arbeit relevanten Übergängen.Die Oszillatorenstärke fi für die Interkombinationslinie 51So 53P1 beträgtf1 = 9 10-4, für die weiterführende Triplettlinie 53P1 63S1 f2 = 0,2; imVergleich dazu ist für die Resonanzlinie 51S0 51P1 fR = 1,9 (Radzig undSmirnov, 1985).

Il

Der erste Term in Gl. (3.1) wird als Masseneffekt bezeichnet, der sich ausdem durch die Kernmitbewegung erzeugten normalen Masseneffekt unddem durch Korrelationen der Elektronen bedingten spezifischen Massen-effekt zusammensetzt. Der zweite Term beschreibt den Term-Volumen-effekt, der durch Wechselwirkungen der Kernladungsverteilung mit denElektronentermen erzeugt wird. Spektral beobachtbar ist nicht die LIS,sondern die durch die Term-Isotopieverschiebungen der an den Übergängenbeteiligten Zustände entstehende Linien-Isotopieverschiebung (transitionisotope shift, TIS). Im Gegensatz zu der durch den normalen Masseneffekterzeugten Linienverschiebung (normal mass shift, NMS) kann keiner derbeiden anderen Anteile unmittelbar berechnet werden, ihr Anteil an derTIS wird auch als „residual transition isotope shift“ (RTIS) bezeichnet.

Der besondere Einfluß des Term-Volumeneffektes wird deutlich bei seinerDiskussion im Rahmen des Schalenmodells der Atomkerne: Ein zu einerabgeschlossenen Schale hinzukommendes Nukleon erzeugt eine größereVolumenänderung, als es für nicht abgeschlossene Schalen der Fall wäre.Strontiumisotope haben Neutronenzahlen zwischen 46 und 52, schließenalso die magische Zahl 50 ein. Obwohl für sie eine Anordnung der Termenach den Massenzahlen zu erwarten ist, wobei nach Gl. (3.1) die Terme derschwereren Isotope energetisch höher liegen, kann es durch den Volumen-effekt zu abrupten Sprüngen in der Reihenfolge kommen. Für Strontiumwird sich somit 90Sr aufgrund der mit 88Sr abgeschlossenen Neutronenschale(Z = 38, A = 50) nicht in die Reihenfolge 84Sr – 86Sr – 88Sr (mit etwa gleichenKernradien) einfügen. Hinzu kommt, daß von dem Term-Volumeneffektnur s-Elektronen betroffen sein werden, der Linien-Volumeneffekt ist fürs-p-Übergänge negativ, für p-s-Übergänge positiv, wodurch sich bei Atomenmittlerer Masse mit kleinem Massen- und Volumeneffekt diese sogar teil-weise kompensieren können.

Während die Lagen der Linien der stabilen Isotope 84Sr, 86Sr, 87Sr und 88Srauf der Interkombinationslinie bekannt sind (Bender et al., 1984), liegenkeine Meßdaten über die TIS der Radioisotope 89Sr und 90Sr vor. Da diesejedoch für andere Übergänge bekannt sind, konnten ihre Positionen mitHilfe von King-Plots abgeschätzt werden. Hierzu wurden aus den ge-

12

13

Tab.l: Gemessene TIS (bezogen auf 88Sr) der stabilen Sr-Isotope auf der Interkom-binationslinie (3. Spalte, nach Bender et al [1984]) und die aus dem zugehörigenKing-Plot nach linearer Regression gewonnenen Werte. Isotope mit ungeraderMassenzahl: TIS des Linienschwerpunktes der HFS. SMS und FS für die einzelnenIsotope wurden aus den von Bender et al. (1984) bestimmten Werten für dasIsotopenpaar 86Sr und 88Sr (SMS = – 50,2 MHz, FS = – 50,9 MHz) ermittelt, δ (r2) nach(Buchinger, 1990).

Tab. 2: Gemessene TIS (bezogen auf 88Sr) der stabilen Sr-Isotope auf der Triplettlinie(3. Spalte, Übergang 53P0 -> 63Si, nach Bender et al. [1984]) und die aus demzugehörigen King-Plot nach linearer Regression gewonnenen Werte. Isotope mitungerader Massenzahl: TIS des Linienschwerpunktes der HFS. 4. Spalte: LIS des63Si-Zustandes, bezogen auf den Grundzustand und auf 88Sr, ermittelt mit den TISaus Tab. 1. NMS, SMS und FS wurden aus den von Bender et al. (1984) bestimmtenWerten für das Isotopenpaar 86Sr und 88Sr (SMS = – 72,0 MHz, FS = – 22,7 MHz)ermittelt.

Tab. 3: Magnetische (A) und elektrische Hyperfeinstrukturkonstanten (B) für die Zustände53P1 und 63Si in Sr I; Isotope 87Sr und 89Sr (Bender et al., 1984; zu Putlitz, 1963;Otten, 1989). Der Grundzustand ist wegen J = 0 nicht aufgespalten.

Die Hyperfeinstruktur des stabilen Isotops 87Sr mit Kernspin I = 9/2 läßt sichaus den in Tabelle 3 angegebenen Werten (Bender et al, 1984; zu Putlitz,

14

1963) für die magnetischen und elektrischen Hyperfeinstrukturkonstantenberechnen. Ebenso ist eine Berechnung der HFS von 89Sr (I = 5/2) mit denvon Otten (1989) angegebenen Werten für das magnetische Moment diesesKernes und für sein Quadrupolmoment möglich. Die sich für dieses Isotopergebenden Werte für die A- und B-Faktoren der beiden angeregten Zu-stände sind ebenfalls in Tabelle 3 angeführt, die entstehenden Hyperfein-strukturen für 87Sr und 89Sr in Abb. 4 dargestellt.

Abb. 4: Hyperfeinstrukturaufspaltungen (DHFS) der Zustände 53P1 uns 63S1 in 87Sr (I = 9/2)

und 89Sr (I = 5/2).

Insgesamt ergeben sich folglich für die Interkombinationslinie drei Hyper-feinstruktur-Komponenten, deren Abstände zu 88Sr sich mit den in Tabelle 1angegebenen Lagen der Linienschwerpunkte berechnen läßt (Tabelle 4).

Tab. 4: Lage der HFS-Komponenten von 87Sr und 89Sr auf der Interkombinationslinie relativZu88Sr.

Die Lebensdauer der 53PJ-Zustände (J = 0, 1, 2) ist aufgrund der kleinenOszillatorenstärke mit ca. 21 μs (Havey et al., 1976) recht lang. Da die Sr-

15

Atome im Verlaufe des Zweistufen-Prozesses aus dem metastabilen Zwi-schenniveau 53P1 über den 63S1-Zustand optisch in die beiden anderenFeinstrukturzustände 53P0,2 gepumpt werden, können sie nur durch Stößemit anderen Atomen bzw. mit der Ofenwand in den Grundzustand zurück-kehren, was die Zahl der zum Nachweis nutzbaren Atome und damit dieEmpfindlichkeit des Verfahrens reduziert. Es wird daher auch Gegenstandder Untersuchungen sein, geeignete Stoßpartner zu finden, die durch lö-schende Stöße die Besetzung in den Zuständen 53P0,2 abbauen („Triplett-Quenching“). Atomare Stoßpartner verlangen dabei im Gegensatz zu Mo-lekülgasen Koinzidenzen der Energieniveaus bis auf k · T (k: Boltzmann-Konstante, T: Temperatur).

3.2 Die Spektroskopie gekoppelter Übergänge

Die Spektroskopie gekoppelter Übergänge ist grundsätzlich Doppler-frei,da nur Atome derjenigen Geschwindigkeitsklasse auf dem zweiten Über-gang Signalbeiträge liefern, die schon die Resonanzbedingung des erstenAnregungsschrittes erfüllen. Grundlegende Behandlung erfuhr diese Artder Spektroskopie durch M. S. Feld und A. Javan (1969), wobei von den inAbbildung 5 gezeigten Fällen die Anregungskaskade hier besondere Be-deutung hat.

Die vorgenannten Autoren gehen bei ihrer Diskussion von zwei klassischen,mit zwei gekoppelten, Doppler-verbreiterten Übergängen resonant wech-selwirkenden Feldern E1 und E2 aus, durch die zwischen den betrachtetenNiveaus Übergangsraten erzeugt werden. Nachfolgend soll das Ergebnis

16

17

18

Hieran wird deutlich, daß die Geschwindigkeitsabhängigkeit von Q2antiko11

viel geringer ist als diejenige von Ω2

koll, insbesondere wenn k1 und k2 etwagleich sind. Im Extremfall, d. h. wenn | k1 – k2 | · v sehr klein wird gegen dienatürliche Linienbreite, ist Q2

antikoll sogar weitgehend geschwindigkeitsun-abhängig. Aus diesem Grunde werden Raman-artige Prozesse für über diegesamte Geschwindigkeitsverteilung verteilte Atome im antikollinearen Fallüber einen schmalen Frequenzbereich verteilt sein, während im kollinearenFall diese Verteilung etwa die Größenordnung der Doppler-Breite selbst hat.

Ein Beispiel zeigt Abb. 6 (Feld, 1973): ein HeNe-Laser wurde auf der1,15 μm-Linie betrieben (Übergang 2p4 <— 2s2), die spontane Emission ausdem unteren Laserniveau (λ = 609,6 nm, Is4 <— 2p4) in den Grundzustanddurch einen der Resonatorspiegel und ein nachfolgendes Filter beobachtetund mit einem Fabry-Perot-Interferometer spektral aufgelöst. Infolge desstehenden Wellenfeldes innerhalb des Laserresonators können beideDoppelresonanzen mit Hilfe einer Modulationstechnik und anschließenderLock-in-Detektion ohne Doppler-Untergrund dargestellt werden.

Abb. 6: In axialer Richtung beobachtete Emission aus dem 2p4-Zustand von Ne (λ = 609,6 nm)unter HeNe-Laseremission bei λ = 1,15 μm (2s2 -> 2p4; nach Feld, 1973).a) Versuchsanordnung (FPI: Fabry-Perot-Interferometer); b) unten: direkterhaltenes Spektrum; oben: modulierte Laseranregung und Lock-in-Detektion zurIsolierung der kollinearen aund antikollinearen Doppelresonanzen.

Bei mehreren Isotopen, d. h. bei Existenz mehrerer, um die TIS gegenein-ander verschobener Doppler-Profile, entsteht für jedes Isotop je eine kolli-neare und eine antikollineare Doppelresonanz. Dabei ergeben sich für jeden

19

Sind die TIS zweier Isotope auf den beiden Übergängen etwa betragsgleich,fallen entweder im kollinearen oder im antikollinearen Fall (je nach Vor-zeichen der jeweiligen TIS) die Doppelresonanzen dieser Isotope geradezusammen, so daß die maximale Selektivität bei dieser Anregungstechniknur mit der jeweils anderen Anregungsart erreicht werden kann. Insbe-sondere im Falle des Strontiums gilt dies für die antikollineare Anregung(s. Tabellen 1, 2, S. 14), hier fallen auf sehr ungünstige Weise die Linien für88Sr und 90Sr beinahe zusammen (Abstand 4,4 MHz bei einer natürlichenLinienbreite von 12 MHz).

Den letzten beiden Gleichungen analoge Beziehungen ergeben sich für dieLagen der Hyperfeinstruktur-Komponenten, anstelle der TIS sind dann dieHFS-Aufspaltungen einzusetzen. Für den Nachweis von 89Sr eröffnet diesdie Möglichkeit, den Nachweis auf hinreichend weit von den anderen Iso-topenlinien isolierten HFS-Komponenten zu führen (F = 5/2 F = 5/2F = 7/2 für den antikollinearen Fall ergibt einen Abstand der so entste-henden Linie von der des 88Sr von ca. 5,7 GHz, vgl. Tab. 1 und Tab. 3). Diehiermit auf einfache Weise erreichbare Trennung der Isotope 89Sr und 90Srstellt einen Vorteil gegenüber radiometrischen Nachweismethoden dar.

3.3 „Zweifach“ Doppler-frei gewonnene Linien

Zur weiteren Steigerung der Selektivität sollen Doppelresonanzen nun der-art detektiert werden, daß auf dem ersten der beiden Übergänge zwei ge-genläufige Pumpstrahlen eingestrahlt werden, auf dem gekoppelten Über-gang nur ein Probestrahl. Moduliert man die Pumpstrahlen mit verschie-denen Frequenzen und detektiert mit einem Lock-in-Verstärker dieAbsorption auf dem zweiten Übergang auf der Summen- oder Differenz-frequenz dieser Modulationen, besteht das durch diese „Intermodulation“entstandene Spektrum bei einem Scan des ersten Lasers aus Isotopen-Dop-pelresonanzlinien im Abstand der TIS auf der Interkombinationslinie. De-ren Breite ist jetzt allerdings durch die homogene Breite dieses erstenÜberganges bestimmt. Die Größenverhältnisse der Isotopenlinien sind da-bei nicht mehr über die Verhältnisse der relativen Häufigkeiten vorgegeben,

20

sondern können durch Verstimmung des zweiten Lasers, vorzugsweise aufdie Resonanzen des zweiten Überganges, variiert werden. Diese „mehr-fache“ Unterdrückung des Doppler-Effektes und die sich damit aus demProdukt der Einzelselektivitäten ergebende Gesamtselektivität soll im wei-teren dadurch Ausdruck finden, daß die so gewonnenen Linien als „zwei-fach“ Doppler-frei bezeichnet werden, im Unterschied zu den „einfach“Doppler-freien des vorhergehenden Abschnittes.

Für die durchzuführenden Experimente bedürfen die Polarisationen derbeteiligten Laserstrahlen besonderer Betrachtung. Zunächst müssen auf-grund der Auswahlregel, die Übergänge von mJ = 0 nach mJ = 0 für ΔJ = 0verbietet, die linearen Polarisationen der beiden Anregungslaser senkrechtzueinander stehen (Abb. 7).

Abb. 7: Kastler-Diagramm der gekoppelten Strontium-Übergänge, Anregung mit linearpolarisiertem Licht. Aufgrund der Auswahlregel müssen die beiden Anregungslasersenkrecht zueinander polarisiert sein.

Zusätzlich dazu bedürfen die relativen Polarisationen der auf der Inter-kombinationslinie eingestrahlten Pumpstrahlen einer genaueren Betrach-tung. Grund hierfür ist, daß in den Spektren, in denen eigentlich nur zwei-fach Doppler-freie Linien zu erwarten wären, auch einfach Doppler-freieregistriert werden. Die Entstehung dieser „Störsignale“ erläutert Abb. 8 amBeispiel zweier Isotope. Der zweite Laser sei so abgestimmt, daß er in Re-sonanz mit Isotop 1 ist, für dieses Isotop also die durch kollinearen und an-tikollinearen Pumpstrahl erzeugten, verschieden modulierten Absorptions-profile vollständig überlappen. Für das Isotop 2 wird dieser Überlapp nichtvollständig sein, so daß im Ausgang des Lock-in-Verstärkers eine zweifachDoppler-freie Linie von Isotop 1 sowie eine von Isotop 2 detektiert wird, dieallerdings in intermodulierter Meßtechnik durch den geringeren Überlapp

21

22

Das antikollineare Störsignal kann prinzipiell dadurch unterdrückt werden,daß die lineare Polarisation des antikollinearen Pumpstrahles parallel zu derebenfalls linearen Polarisation des zweiten Lasers eingestellt wird. Die deskollinearen Pumpstrahles steht senkrecht dazu, so daß nur durch kollineareAnregung eine Besetzung des 63S1-Zustandes möglich sein wird. Die Inter-modulation wird dann nicht mehr durch die Besetzung des Zwischenniveauserzeugt, sondern über eine zusätzliche Entleerung des Grundzustandesdurch den antikollinearen Pumpstrahl. Dies kann verstanden werden alseine Kombination aus Anregungskaskade und V-Konfiguration der gekop-pelten Übergänge (Abb. 5, s. S. 16). Hierbei ist allerdings zu beachten, daßdie kollinearen Störsignale auf diesem Wege nicht verschwinden.

Damit die genannte Argumentation Gültigkeit behält, ist es notwendig, be-sondere Vorsorge gegen externe Magnetfelder zu treffen. Analog zumHanle-Effekt im HeNe-Laser (Hanle, 1924; Culshaw und Kannelaud, 1964)wird durch Feldkomponenten parallel zur Polarisationsrichtung des anti-kollinearen Pumpstrahls eine Drehung des atomaren Dipols und damit eineMischung der magnetischen Quantenzahlen im Zwischenzustand erzeugt,womit auch Atome, die von dem antikollinearen Pumpstrahl angeregt wur-den, weiter angeregt werden können und damit ein Störsignal erzeugen.

23

4. Experimenteller Teil

4.1 Farbstofflaser-Spektrometer

4.1.1 Ringlasersystem

Zur Anregung des Überganges 51S0 —> 53P1 diente ein Farbstofflaser-Spek-trometer. Der Farbstoff-Ringlaser (Spectra-Physics 380 D) wurde mit einemArgonionenlaser (Coherent Innova 100-20) gepumpt. Das Ringlasersystembesitzt serienmäßig eine aktive Wellenlängenstabilisierung mittels zweierkonfokaler Fabry-Perot-Interferometer (FPI), die die Linienbreite auf etwa1 MHz und die Drift durch druckdichte Kapselung und Thermostatisierungauf 50 MHz/h reduzieren. Laser und Steuerelektronik waren in verschie-denen Punkten gegenüber dem Zustand bei Auslieferung verbessert wor-den. Die elektronische Scaneinrichtung erhielt einen driftärmeren Antrieb(Galvo-Drive General Scanning G 306) mit neu entwickelter Endstufe. DieScan-Eingänge wurden durch optisch isolierte Eingangsverstärker galva-nisch von der angeschlossenen Peripherie abgetrennt, um auch kleinsteStörungen durch Leiterschleifenbildung (und damit Wellenlängeninstabili-täten) zu vermeiden. Im optisch-mechanischen Resonatoraufbau wurdendiverse Spiegeljustagen mit Mikrometerantrieben ausgestattet und dieMontierung der Farbstoffdüse neu konstruiert.

Der Farbstoffkreislauf des Ringlasersystems war mit dem Farbstoff DCM(Konzentration 0,5 g/l, gelöst in 40 % Benzylalkohol und 60 % Ethylen-glykol) beschickt. Bei einer gewählten Pumpleistung von 5 W waren damitAusgangsleistungen des Spektrometers von bis zu 200 mW möglich. AlsPeripherie war neben der Stabilisierung des Ringlasers ein FPI mit einemfreien Spektralbereich (FSR) von 1 GHz als Spectrum-Analyser zur Über-wachung des Modenspektrums und der Scans vorhanden. Synchron mitjedem Spektrum wurde die Transmission eines weiteren FPI mit 150,4 MHzFSR und hoher Finesse (Mahr, 1987) zur Kalibrierung aufgenommen. Prin-zipiell besteht die Möglichkeit, die spektrale Position dieser Kalibriermar-ken mit Hilfe eines auf eine Hyperfeinkomponente von 129I2 stabilisierten3He22Ne-Lasers (Haus, 1991) absolut zu stabilisieren, wovon in diesem Ex-periment allerdings kein Gebrauch gemacht wurde.

Über die Scan-Eingänge am Steuergerät des Farbstoff-Ringlasers konntedieser elektronisch in der Wellenlänge gesteuert werden. Die erforderlicheRampe für einen Scan lieferte ein PC (AT 286) mit eingebauter Daten-erfassungskarte (Datalog DAP 1 200) und Zusatzelektronik, der mit Hilfedes Pascal-Programmes „LASER.EXE“ (Krombach, 1990) auch die Meß-daten (Spektren und Kalibriermarken) aufzeichnete.

25

Als Monitor für die Laserwellenlängen diente ein Wellenlängenmeßgerätder Fa. Burleigh. Die Einkopplung der Laser erfolgte entweder über eineLichtleitfaser (für den Farbstofflaser), oder aber – bei Entfernung desFasereinkopplers – durch direkte Einspiegelung (Diodenlaser).

4.1.2 Zeeman-abstimmbare Absolutstabilisierung

Bei der dem Verfahren zugrunde liegenden Spektroskopie an gekoppeltenÜbergängen ist es zur Erzielung reproduzierbarer Ergebnisse erforderlich,die Laserwellenlängen mit hoher Präzision auf den jeweiligen Übergang desbetreffenden Isotops abzustimmen und während der Messung absolut stabilzu halten. Mit der Forderung nach einer absoluten Stabilität von der Grö-ßenordnung 1 MHz bedeutet dies eine relative Stabilität von Δλ/λ ~ 10-8, wassich in der Regel nur durch Stabilisierung auf einen atomaren Übergang er-reichen läßt. Für die Entwicklungsphase war es zudem wünschenswert, denLaser zur Anregung des ersten Überganges spektral unterschiedlich positio-nieren zu können. Zu diesem Zweck wurde für den Ringlaser eine Wellen-längenstabilisierung aufgebaut, bei der der Laser auf eine durch ein äußeresMagnetfeld verschobene Zeeman-Komponente des (häufigsten) Isotops 88Srstabilisiert wurde. Der erforderliche Sr-Dampf von natürlichem metallischenStrontium wurde in einem Edelstahlofen mit Saphirfenstern (Abb. A.1.15 imAnhang) erzeugt. Zur Zeeman-Aufspaltung der Resonanzen wurde mittelseiner Spule ein longitudinales Magnetfeld erzeugt; die Stabilisierung erfolgteauf den Lamb-dip der σ --Komponente der 88Sr-Resonanz in Doppler-freier,gesättigter Absorption. Zur Ausregelung von Wellenlängeninstabilitätenwurde mit einer geeigneten Modulation des Magnetfeldes durch Lock-in-Technik ein Fehlersignal generiert, das über einen Regelverstärker demSteuereingang des Laserspektrometers zugeführt wurde. Durch Variationdes Magnetfeldes konnte die σ --Komponente von 88Sr, und damit auch dieWellenlänge des Farbstofflasers, über einen Bereich von mehr als 300 MHz,d. h. über die spektrale Position von 90Sr hinweg, verschoben werden. Die er-zielte Langzeitstabilität war besser als ± 2,5 MHz (über 4 h). Eine detaillierteBeschreibung der aufgebauten Stabilisierung mit Konstruktionszeichnungenund Schaltplänen ist in Gerstweiler, 1994, zu finden.

4.2 Halbleiterlaser-Spektrometer

Laserdioden ermöglichen den kompakten, mobilen Aufbau eines Laserspek-trometers. Im Hinblick auf den Einsatz in dem vorgesehenen Sr-Nachweis-verfahren sind neben den erforderlichen spektroskopischen Eigenschaftenauch geringe Abmessungen des Spektrometers, Wartungsfreundlichkeit undkostengünstiger Betrieb als vorteilhaft anzusehen. Die Apparatur sollte fer-ner für den Einsatz verschiedener Laserdioden unterschiedlicher Bauformengeeignet sein.

26

Halbleiterlaser besitzen in der Regel eine sehr hohe Temperatur- und Be-triebsstromabhängigkeit der Emissionswellenlänge. Typische Werte sindδλ/δΤ ~ 0,05 . . . 0,5 nm/K bzw. δλ/δΐ ~ 0,005 nm/mA. Für spektroskopischeAnwendungen mit hohen Anforderungen an die Wellenlängenstabilität undeffektive Linienbreite ist es daher erforderlich, hochpräzise Temperatur- undStromregelungen vorzusehen. Die Frequenz des Laserspektrometers sollteauf ± 1 MHz (10 -6 nm) kurzzeitig stabilisiert, die Drift auf < 50 MHz/h re-duziert werden. In dem entwickelten Spektrometer wird die Laserdiode miteiner rausch- und driftarmen Stromquelle betrieben und mit einem konfo-kalen Referenz-FPI aktiv in der Wellenlänge stabilisiert, das zudem hin-sichtlich thermischer Längenausdehnung passiv kompensiert ist. Um auchgrößere Störamplituden ausregeln zu können, wurde ein FPI mit nicht zugroßer Finesse (4 . . . 6) und einem freien Spektralbereich (FSR) von 500 MHzeingesetzt. Mit diesem Referenz-FPI konnte im stabilisierten Betrieb dieWellenlänge des Spektrometers durch Variation der Hochspannung an demPiezostapel unter einem der beiden Spiegel durchgestimmt werden, womitein Durchstimmbereich von 1 nm zu erwarten war. Zur groben Wellen-längenbestimmung wurde ein Kantenfilter passender spektraler Trans-mission als einfaches Wavemeter eingesetzt. Zur Beobachtung des Linien-profils der Laserdiode und zur Detektion von Modensprüngen ist ein konfo-kales FPI mit hoher Finesse und einem FSR von 1 GHz vorgesehen.

Der Gesamtaufbau ist in Abb. 9 schematisch dargestellt, Abb. 10 zeigt einePhotographie.

27

Abb. 10: Laserdiodenspektrometer (Abdeckung abgenommen).Der kompakte Aufbau (470 χ 330 χ 70 mm) enthält neben dem Laserdiodenkopfalle optischen Komponenten und auch bereits einen Teil der Elektronik.

4.2.1 Optisch-mechanischer Aufbau

Laserdiode und Laserkopf

Als Laserdiode fand zunächst der Typ Toshiba TOLD 9140 mit 20 mW maxi-maler optischer Ausgangsleistung Verwendung (Abschnitt A.2.1 im An-hang), der vorselektiert für eine Wellenlänge von 688 nm bezogen wurde.Beim Aufbau des Laserkopfes mußte einmal eine möglichst geringe thermi-sche Zeitkonstante des Diodenhalters realisiert werden, zum anderen eineeinfache, aber hinreichend genaue Justierung des Kollimationsobjektives.

Zur Erfüllung der ersten Forderung wurde der Halter der Laserdiode mög-lichst klein und aus gut wärmeleitendem Kupfer konstruiert. Die daraus re-sultierende geringe Wärmekapazität liefert nur einen geringen Beitrag zumIntegralteil der Temperaturregelung. Zwei Temperatursensoren wurden di-rekt unter der Laserdiode eingebaut, um ihre Isttemperatur zuverlässig zuerfassen. Durch die Verwendung von Wärmeleitpaste wurde der Wärme-kontakt zwischen Laserdiode, Sensoren und Peltierelementen sichergestellt.Bei dem für die Regelung verwendeten Temperatursensor handelt es sichum einen NTC-Widerstand der Fa. Siemens, die Temperaturanzeige arbeitetmit einem Halbleitersensor vom Typ AD 590 (Analog Devices). Auf jederSeite des Halters wurden je zwei Peltierelemente der Fa. Marlow Industries(MI 1022 T) montiert. Sie dienen zur schnellen Temperaturänderung derLaserdiode und haben eine Gesamtleistung von ca. 18 W (je 4,47 W beieinem Maximalstrom von 2 A und einer Maximalspannung von 3,7 V). DerLaserdiodenhalter wird gut wärmeleitend mit einem Aluminiumblock am

28

Gehäuse des Laserkopfes befestigt (Abb. 11). Es stehen zwei verschiedeneBauformen für die häufigsten Gehäusetypen für Laserdioden (G und A) zurVerfügung. Unter dem Laserkopf selbst befindet sich ein weiteres Peltier-element mit einer maximalen Pumpleistung von 50 W (Melcor, Typ CP1,4-127-06L) zum Abpumpen der bei niedrigen Betriebstemperaturen an-fallenden Wärmemenge. Die Regelelektronik für den Laserkopf verwendetwiederum einen NTC-Widerstand als Temperaturfühler, der an der Hinter-wand des Gehäuses eingebaut wurde.

Zur Kollimation des Laserstrahls durch das kurzbrenn weitige Objektiv isteine präzise Fokussierung notwendig, die in Form einer dreidimensional ju-stierbaren Objektivhalterung in den Laserkopf eingebaut wurde. Mit zweiSchrauben kann damit das Objektiv in x- und y-Richtung (senkrecht zumStrahl) mit einer Genauigkeit von 0,01 mm über einen Bereich von 2 mmjustiert werden. In z-Richtung kann man es durch Drehen der Halterunggrob, mit einer Mikrometerschraube über einen Bereich von 3 mm mit einerAuflösung von 0,001 mm fein einstellen.

Als Kollimationsobjektiv wurde ein vierlinsiges Spezialobjektiv von Roden-stock (f = 9,2 mm) verwendet. Seine numerische Apertur betrug 0,4, die zen-trale Wellenlänge 633 nm, seine Masse bei 12 mm Durchmesser und 21,6 mmLänge nur 4 g.

Die Abmessungen des Laserkopfes betragen 80 χ 40 χ 40 mm3, seine op-tische Achse liegt 20 mm über der Grundplatte. Auf dieser wird der Kopfmit vier Schrauben befestigt, die mit thermisch schlecht leitenden Einsätzenaus Kunststoff gegenüber dem Laserkopf thermisch isoliert sind.

Abb. 11: Laserkopf.

29

Optischer Isolator

Sichtbare Monomodenlaser sind extrem empfindlich gegen optische Rück-kopplungen, so daß eine optische Isolation in jedem Falle notwendig ist. Dieeinfachste Möglichkeit hierzu besteht aus einem Linearpolarisator undeinem nachfolgenden Viertelwellenplättchen, besser geeignet ist allerdingsein Faraday-Isolator aus einem Faraday-Rotator und zwei Polarisatoren ineiner kompakten Baugruppe. Der eingesetzte Isolator (Isowave I-6370-T5,Wellenlängenbereich 600 . . . 700 nm, eingestellt auf 690 nm) verfügt übereine Isolation größer als 42 dB bei Einfügungsverlusten von kleiner 0,5 dB.Bei einem Durchmesser von 34,9 mm und einer Länge von 121 mm hat seineApertur einen Durchmesser von 5 mm.

Referenz-FPI

Das konfokale Referenz-FPI hat einen Spiegelabstand von 150 mm und ent-sprechend einen freien Spektralbereich von 500 MHz. Es wurde nach demPrinzip der passiven thermischen Kompensation konstruiert (Abb. A.1.1):Materialien und Abmessungen der Bauteile in der optischen Achse wurdenso gewählt, daß der effektive thermische Längenausdehnungskoeffizient desSpiegelabstandes minimal wird. Für die Spiegelhalterungen wurden Edel-stahl und Aluminium verwendet. Mit einem Kompensations-Glasplättchenergab sich theoretisch eine resultierende thermische Längenausdehnung von0,9 nm/K, was einer Frequenzdrift von 2,6 MHz/K bei 688,0 nm entspricht.

Die verwendeten Spiegel hatten ein Reflexionsvermögen zwischen 0,75 und0,88 im Wellenlängenbereich 470 . . . 900 nm (0,78 bei 688 nm, AnhangA.2.2); theoretisch ergibt sich daraus eine Finesse F ~ 6. Als Abstandshalterdiente ein Quarzrohr von 176 mm Länge, 24 mm Innen- und 27,4 mm Au-ßendurchmesser. Seine Stirnflächen wurden mit einem Fehler von wenigerals 0,3° senkrecht zur Achse geschliffen; die beiden Spiegelhalter wurdenderart in das Quarzrohr eingepaßt, daß die Spiegel nach dem Aufklebenebenfalls senkrecht zur Rohrachse ausgerichtet waren. Der Winkelfehlerhierbei lag bei weniger als 5', die seitliche Verschiebung der beiden Achsengegeneinander konnte zu weniger als 0,3 mm abgeschätzt werden. Das FPIwurde in einen Messingtank eingebaut, um den Einfluß kurzzeitigerDruckschwankungen und akustisch eingekoppelter Störungen aus der Um-gebung zu reduzieren. Die Justierung des Spiegelabstandes erfolgte nachEinbau des kompletten Referenz-FPI. Hierzu wurde es als Spektrumana-lysator für einen Iod-stabilisierten HeNe-Laser betrieben und die Trans-missionspeaks durch die Abstandsjustierung auf Symmetrie und minimaleBreite bzw. maximale Intensität abgeglichen (Bernardt, 1993).

Bei konfokaler Konstruktion darf der Spiegelabstand eines FPI nur wenig(etwa 10 μm) variiert werden. Hiermit war der Durchstimmbereich bei 688 nm

30

Wellenlänge auf 0,05 nm (entsprechend einer Frequenzverschiebung von29 GHz) beschränkt. Als Stellelement wurde ein ringförmiger Piezostapel(Fa. Dr. Lutz Pickelmann) mit einer maximalen Ausdehnung von 15 μlη bei1 000 V eingesetzt, 10 μm Ausdehnung entsprechen folglich einer Spannungvon etwa 700 V, der maximalen Ausgangsspannung des Hochspannungs-verstärkers.

Zur Einkopplung des Laserstrahls in das FPI wurde eine „Matching“-Linsezur Anpassung der Mode der Cavity an die Phasenfront des Lasers ange-bracht. Am Ausgang des FPI befindet sich weiterhin eine Blende mit 2 mmDurchmesser, durch die störende Reflexe unterdrückt und das Signal-Rausch-Verhältnis verbessert wurden.

Spektralanalysator

Der Spektralanalysator ist ebenfalls ein konfokales, thermisch passiv kom-pensiertes FPI (Abb. A.1.2) und hat einen freien Spektralbereich von 1 GHz(Spiegelabstand 75 mm). Die Frequenzdrift ist kleiner als 5 MHz/K. AlsAbstandshalter dient auch hier ein Quarzrohr mit 87,8 mm Länge, 20 mmInnen- und 22,4 mm Außendurchmesser. Auch hier wurde einer der beidenSpiegel auf einen Piezostapel (Fa. Dr. Lutz Pickelmann, 5 μm/kV) geklebtund durch Anlegen einer Sägezahnspannung mit Frequenz 50 . . . 100 Hzperiodisch bewegt. Das Spektrum der Laserdiode konnte dann mit einemOszillographen kontrolliert werden.

Die Finesse des FPI sollte zur Erzielung einer hohen Auflösung möglichstgroß sein. Bei einem Reflexionsvermögen der Spiegel von 0,98 (AnhangA.2.3) errechnet sich eine Finesse von F = 79 und ein spektrales Auflö-sungsvermögen von 3,4 · 107.

Die Justierung des Spektralanalysators erfolgte ähnlich wie bei dem Refe-renz-FPI mit Hilfe des stabilisierten HeNe-Lasers.

Kantenfilter

Das verwendete Kantenfilter (Schott RG 695) ist ein Langpaßfilter. DieKante liegt bei (695 ± 6) nm, ihre Steilheit bei 690 nm beträgt 0,03 nm-1 dieTransmission bei 688 nm und 2 mm Dicke des Filters T = 0,4. Der Tem-peraturkoeffizient ist mit 0,18 nm/K angegeben, der Durchmesser des Filtersbetrug 20 mm.

Das Filter wurde in einen Aluminiumblock eingebaut und seine Trans-mission direkt von einer Photodiode detektiert. Sein Nachteil liegt in der

31

starken Temperaturabhängigkeit der Kantenlage; die Thermostatisierungerfolgt über die Temperaturregelung der Grundplatte.

Gehäuse des Laserdiodenspektrometers

Um die Temperatur des Spektrometers während einer Messung möglichstkonstant halten zu können, sollte das Gehäuse eine hinreichend großeWärmekapazität haben. Die Grundplatte aus Aluminium hat die Ab-messungen 460 x 320 mm2 und eine Dicke von 20 mm.

Die Grundplatte bietet weiterhin verschiedene Möglichkeiten zur Montageoptischer Bauteile für Experimente. So kann neben dem Strahl zum Ex-periment ein weiterer Teilstrahl zu Diagnosegeräten, z.B. zu einem Wel-lenlängenmeßgerät, ausgekoppelt werden. Das Spektrometer wird mit dreiSeitenplatten und einer Deckplatte verschlossen, die vierte Seite dient alsAnschlußleiste und ist fest mit der Grundplatte verbunden.

4.2.2 Steuerelektronik

Mit Ausnahme der Photodiodenverstärker befinden sich alle elektronischenKomponenten zur Steuerung des Laserdiodenspektrometers in einem 19“-Einschubrahmen (Abb. 12). In den folgenden Abschnitten sollen kurze Er-läuterungen der einzelnen Baugruppen gegeben werden, wobei für Detailsauf die Schaltbilder im Anhang verwiesen wird.

Abb. 12: Steuereinheit des Laserdiodenspektrometers.

32

Stromquelle

In Anlehnung an das Konzept von Bradley et al. (1990) wurde eine span-nungsgesteuerte Stromquelle aufgebaut (Tietze und Schenk, 1989). DieVorwahl des Betriebsstromes erfolgt durch BCD-Schalter (Abb. A.1.3)in 1 mA-Schritten, ein Zehngang-Potentiometer ermöglicht zusätzlich einekontinuierliche Einstellung über einen Bereich von 10 mA. Zur Strom-steuerung sind zwei Eingänge vorgesehen; einer für die Regelspannung derWellenlängenstabilisierung, der zweite dient als externer Modulationseingang.

Das Fehlersignal für die Stromregelung wird aus dem Spannungsabfall übereinen in Reihe mit der Laserdiode geschalteten 10 W-Präzisionswiderstand(Burster, thermische Drift 1 ppm/K) generiert. Mit dem Regelsignal wirdder den Laserdiodenstrom regelnde Feldeffekttransistor (FET BSS 100)angesteuert.

Das Netzteil für die Stromversorgung der Laserdiode ist mit einem RC-Glied und nachgeschalteter Darlington-Stufe versehen, um beim Ein-schalten den Anstieg des Injektionsstromes zeitlich zu limitieren. ZumSchutz vor Spannungsspitzen und zu hohen Betriebsströmen sind weitereSchaltungskomponenten eingebaut: Zwei parallel geschaltete, schnelleDioden (IN 4148) leiten inverse Spannungen ab; ein Komparator (AM 686)mit nachgeschaltetem FET BSS 100 unterbricht den Stromfluß durch dieLaserdiode bei Überschreiten eines einstellbaren Maximalstromes bis zueinem Reset bei der Wiederinbetriebnahme (Anzeige: LED an der Front-platte). Des weiteren befindet sich an der Anschlußleiste des Spektrometersein Schalter, mit dem die Laserdiode kurzgeschlossen werden kann. VorBetätigung des Netzschalters und bei Ein- und Ausschaltung der Strom-quelle sollte er stets geschlossen sein. Der Laserdiodenstrom und der ein-gestellte Maximalstrom können über ein an der Frontplatte der Stromquelleangebrachtes Anzeigeinstrument abgelesen werden.

Temperaturstabilisierung

Die starke Temperaturabhängigkeit der Emissionswellenlänge von Halb-leiterlasern erfordert eine hochpräzise Thermostatisierung. Hierzu wurdeeinerseits die Laserdiode selbst und zusätzlich der Laserdiodenkopf miteiner Temperaturstabilisierung versehen. Für die Temperaturregelung derLaserdiode selbst (Abb. A.1.4) wird ihre Temperatur mit einem NTC-Wi-derstand (Siemens M 867/1 %/10 kΩ bei 25 0C) erfaßt. Er zeichnet sichdurch eine geringe Wärmekapazität und hohen Temperaturkoeffizientenaus, besitzt allerdings eine nichtlineare Kennlinie. Die an einem in Reihemit ihm geschalteten Präzisionswiderstand (Burster, 20 kΩ, 2 ppm/K) ab-fallende Spannung wird durch einen Elektrometer-Operationsverstärker(AMP 01 EX) mit dem an einem driftarmen Potentiometer (Megatron,

33

20kΩ, Linearität 0,25%, 20 ppm/K) einstellbaren Sollwert verglichen.NTC-Widerstand und Potentiometer sind dabei an eine hochstabile Refe-renzspannungsquelle angeschlossen (AD 2710,1 ppm/K).

Die Regelung erfolgt über einen PID-Regler; sein P-Anteil hat eine Ver-stärkung von etwa 1, die Ausregelung schneller Anteile des eingehendenFehlersignales erfolgt über einen vergleichsweise stark gewichteten D-An-teil. Der I-Anteil wird einerseits elektronisch erzeugt (RC = 6 s), anderer-seits durch die thermische Zeitkonstante des Laserkopfes.

Auf dem Montageblock der Laserdiode sind vier Peltier-Elemente ange-bracht (Marlow Industries MJ 1022, max. Wärmeleistung Qmax = 4,47 W,max. Strom Imax = 2 A), die an einer aus zwei Leistungstransistoren (Mo-torola MJ 2501, MJ 3001) aufgebauten Gegentaktendstufe betrieben wer-den. Aufgrund der maximalen Betriebsspannung der Peltier-Elemente von7,2 V muß die Summenspannung des Reglers mit Hilfe geeigneter Zener-Dioden auf diesen Wert begrenzt werden.

Da auf Grund der Nichtlinearität des NTC-Widerstandes an keinem Punktder beschriebenen Schaltung eine der Temperatur proportionale Spannungabgegriffen werden kann, wurde zur Messung und Anzeige als weitererSensor die temperaturproportionale Stromquelle (1 μΑ/Κ) vom Typ AD 590vorgesehen. Ein Strom-Spannungs-Wandler erzeugt mit Hilfe eines Addie-rers einen zur Temperatur in °C proportionalen Spannungspegel, der aneiner BNC-Buchse der Frontplatte abgenommen werden kann. In Einheitmit diesem Strom-Spannungs-Wandler befindet sich ein weiterer, der mitder im Gehäuse der Laserdiode eingebauten Monitor-Photodiode eine derStrahlungsintensität proportionale Spannung erzeugt. Ein an der Front-platte montiertes Digital-Einbauvoltmeter kann zwischen der Anzeige derLaserdioden-Temperatur in °C und ihrer Ausgangsleistung in mW umge-schaltet werden (Abb. A. 1.5).

Um die Peltier-Elemente immer gegen ein Wärmebad konstanter Tem-peratur arbeiten zu lassen, wurde der Aluminiumblock des Laserdiodenge-häuses thermostatisiert. Der Aufbau dieses Regelkreises ist dem zuvor be-schriebenen sehr ähnlich, wobei der Temperaturfühler hier an der hinterenWand des Gehäuses, in der Nähe des Montageblockes, angebracht und einPeltier-Element hoher Pumpleistung (Marlow Industries, Qmax = 90 W, max.Strom Imax = 6 A) zwischen Laserkopf und Grundplatte montiert wurde.

Damit die zulässige Betriebstemperatur der Leistungstransistoren der beidenEndstufen nicht überschritten wird, sind sie auf jeweils einen 400 W-Kühl-körper mit aufgesetztem Ventilator montiert. Um Rückwirkungen auf dieStromquelle der Laserdiode zu vermeiden, werden sie aus separaten Netz-teilen (± 15 V, 4 A bzw. ± 15 V, 6 A) mit eigenem Transformator versorgt.

34

Die beschriebene zweite Thermostatisierungsstufe kann ggf. durch eineWasserkühlung ersetzt werden. Zur Vermeidung eines thermischen Kon-taktes des Laserkopfes mit der Grundplatte ist dabei dann das Peltier-Ele-ment durch einen Keramikblock gleicher Dicke zu ersetzen.

Thermostatisierung der Grundplatte

Für das Langzeitverhalten der Wellenlänge im stabilisierten Betrieb ist dieTemperaturdrift der 500 MHz-Cavity entscheidend. Um den Einfluß vonSchwankungen der Umgebungstemperatur klein zu halten, wird daher dergesamte optisch-mechanische Aufbau des Spektrometers auf einen Wertoberhalb der Raumtemperatur aufgeheizt und stabilisiert.

Als Heizelement dient ein 3,3 m langer Metalldraht mit einem ohmschenWiderstand von etwa 3,3 Ω (spez. Widerstand 0,989 Ω/m), der allseitig amRand der Grundplatte des Spektrometers in Nuten eingelassen wurde. AlsTemperaturfühler wird ein AD 590 verwendet, der an einer der Halterungendes 500 MHz-FPI befestigt ist. Ein PI-Regler vergleicht sein Signal mit einerextern vorwählbaren Spannung und gibt das Regelsignal auf die Basis einesDarlington-Transistors (MJ 2501, Abb. A. 1.8). Soll- und Isttemperatur sindwahlweise auf einem Drehspulinstrument ablesbar.

Zur Stromversorgung steht ein separates Netzteil (17,6 V/6 A) zur Verfügung.

Photodiodenverstärker

Für die Photodioden wurde durchweg der Typ Hamamatsu S2386-44K ver-wendet. Bei einer aktiven Fläche von 13,7 mm2, einem spektralen Arbeits-bereich von 400 bis 1000 nm und einer Empfindlichkeit von etwa 0,1 mA/mWist ihr Rausch-Äquivalent (NEP) mit 1,8·10-15 W/Hz1/2 sehr gering.Ihre Ströme werden jeweils einem Strom-Spannungs-Wandler zugeführt(Abb. A.1.7), durch dessen Verstärkungs-Bandbreitenprodukt von 83 MHzeine große Bandbreite zu erwarten ist. Die gewandelten Photoströme werdenjeweils von einem OP37 nochmals verstärkt. Da die den Dividierern zuge-führten Spannungen im Bereich von 1 bis 10 V liegen sollten, um die Präzisionzu gewährleisten, ist eine wählbare Anpassung der Verstärkung der Photo-ströme erforderlich. Durch gleichzeitige Änderung der Verstärkungs-faktoren aller vier Kanäle um denselben Faktor bleibt das Verhältnis derAusgangsspannungen zueinander konstant (Blecker, 1992).

Um die Leitungswege zwischen Photodioden und Verstärkern kurz zu hal-ten, ist die entsprechende Platine direkt auf der Grundplatte des Spek-trometers montiert; deren Thermostatisierung vermindert zudem den Ein-fluß thermisch bedingter Drifts der elektronischen Bauteile.

35

Dividierer

Durch die Normierung des Transmissionssignals der 500 MHz-FPI auf dieemittierte Intensität der Laserdiode soll der Einfluß von Intensitätsschwan-kungen auf die Laserfrequenzstabilisierung weitgehend minimiert werden.Im Dividierer (Abb. A.1.6) wird der Dividierbaustein AD 734 verwendet.Werden seine Eingänge X2 und U2 auf Masse gelegt, an X1 eine der Trans-missionsintensität des FPI proportionale Spannung, an U1 das Referenz-signal eingespeist, so berechnet sich der Ausgangspegel des Dividierers zu:

Uout = (X1 – X2) / (U1 – U2) + Z2 . (4.1)

Diese Beschaltung zeichnet sich insbesondere durch ihr Verstärkungs-Bandbreitenprodukt von 250 MHz und ihre relativ hohe Genauigkeit von0,1 % aus.

Ein nachgeschalteter Subtrahierer bildet die Differenz zwischen dem Aus-gangssignal des Differenzierers und dem Sollwert des normierten Trans-missionssignals des FPI, die im Anschluß auf ein aus einem Hoch- undeinem Tiefpaß bestehenden Filter gegeben werden. Ihre Grenzfrequenzenliegen bei jeweils fg = 1 Hz, Regelsignalanteile mit f >fg werden zur Strom-quelle, solche mit f<fg zur Temperaturstabilisierung der Laserdiode ge-leitet. Zur Kontrolle kann das Fehlersignal an einem Mittenanzeige-Dreh-spulinstrument beobachtet werden.

Zur Normierung der Transmissionssignale des Kantenfilters wird ein zwei-ter, baugleicher Dividierer eingesetzt.

Hochspannungsnetzteil und -Verstärker

Zur definierten Verstellung der Resonatorlänge der 500 MHz-Cavity isteiner der Spiegel auf einen Piezostapel aufgeklebt, der von einem HV-Ver-stärker (Abb. A.1.10) mit 750 V-Netzteil (Abb. A.1.9) angesteuert wird.

Mit einem Potentiometer ist die Einstellung eines Offsets und langsamemanuelle Variation der Ausgangsspannung möglich, um das FPI abzu-stimmen. Eine weitere Möglichkeit besteht im Anlegen einer Spannungs-rampe bis max. 10 V an den dafür vorgesehenen Eingang. Mit einem Mehr-fachschalter kann diese Spannung in zwölf Stufen verstärkt werden. EinFensterdiskriminator (TCA 965) zeigt Überschreitung einer maximalenbzw. Unterschreitung einer minimalen Ausgangsspannung durch Ansteue-rung entsprechender LEDs an der Frontplatte an.

36

4.2.3 Testmessungen und Spezifikationen

Emissionsspektren der Laserdioden

Der Ausgangsstrahl des Spektrometers wurde in die hochauflösende Mar-ker-Cavity des Laserlabors eingekoppelt. Bei einem freien Spektralbereichvon 150 MHz betrug ihre Finesse F = 80. Diese Messungen wurden mit einerLaserdiode vom Typ Toshiba TOLD 9140 durchgeführt. Durch Variationvon Betriebstemperatur und -strom konnte ihre Wellenlänge im Bereich von687,8 nm bis 689,6 nm verändert werden, allerdings unterbrochen von meh-reren Modensprüngen. Hierbei überdeckte der größte kontinuierlichdurchstimmbare Bereich ein Frequenzintervall von 30 GHz (Abb. 13), indem alle Tests des Spektrometers stattfanden. Für das zunächst eingesetzteExemplar konnte keine Temperatur-Strom-Kombination gefunden werden,für die Betrieb der Diode auf einer der Strontium-Wellenlängen möglichwar. Es konnten allerdings Erfahrungswerte gewonnen werden, wie die inden späteren Experimenten eingesetzten Laserdioden zu diesem Zweckwellenlängenselektiert werden mußten.

Durchstimmbarkeit der Wellenlänge

Im freilaufenden Betrieb kann die Emissionswellenlänge auf zwei Artendurchgestimmt werden: Große Änderungen (Größenordnung GHz) lassensich durch Variation der Betriebstemperatur, kleinere (Größenordnung 100MHz) durch Variation des Betriebsstromes erzeugen. Die Messungen er-gaben:

37

(4.2)

Abb. 14: Oben: Steuerspannung zur Durchstimmung der Laseremissionsfrequenz.Unten: Simultan aufgenommenes Transmissionssignal der 1 GHz-Cavity.Die Laseremission folgt kontinuierlich der Steuerspannung über einen Bereich vonca. 25 GHz, danach erfolgt hier ein Modenspruch.

Wellenlängenstabilität

Werden im freilaufenden Betrieb Strom und Temperatur konstant gehalten,wird die Wellenlängenstabilität nur von den Schwankungen dieser beiden

38

Parameter bestimmt. Zur Bestimmung der verbleibenden Wellenlängen-abweichungen vom Sollwert wurde der Ausgangsstrahl der Laserdiode wie-derum in ein konfokales FPI („Marker-Cavity“) eingekoppelt, das überzeitliche Intervalle von 30 s auf ± 50 kHz, über 1 h auf ± 500 kHz stabil an-genommen werden kann (Mahr, 1987). Zur Messung der Langzeitdriftwurde das Interferometer als Spektrumanalysator betrieben, wobei dieWellenlängenschwankungen aus den Verschiebungen des auf einem Oszil-lographen dargestellten Modenbildes abgelesen wurden. Bei einer Meß-dauer von einer Stunde ergab sich nach Mittelung über mehrere Messungen:

ΔvDrift = 50 MHz (At = 1 h). (4.6)

Zur Bestimmung der Kurzzeitschwankungen wurde die Laserdiode auf dieMitte der Flanke eines Transmissionsmaximums der Marker-Cavity abge-stimmt. Aufgrund der ermittelten Breite des Transmissionspeaks von 5 MHzwar der Wellenlängenabstand zwischen den Extrema der Intensität etwaebenso groß. Aufgrund der angenommenen Linearität des Transmissions-profils in der Flankenmitte ergaben sich daraus Instabilitäten von:

ΔvJitter = ±1,5 MHz (Δt = 1 s). (4.7)

Im stabilisierten Betrieb sind insbesondere das Rauschen von Photo-diodenverstärkern und Dividierer sowie dessen limitierende Bandbreite fürKurzzeitschwankungen der Wellenlänge verantwortlich. Diese wurden aufdie gleiche Weise wie im unstabilisierten Betrieb ermittelt. Über ein Meß-intervall von 1 s ergab sich:

ΔvJitter, stabilisiert = ± 400 kHz (Δt = 1 s). (4.8)

Auch die Wellenlängendrift wurde wie im unstabilisierten Betrieb bestimmt.Über ein Meßintervall von 1 h ergab sich als Mittelwert:

ΔvDrift = 40 MHz (Δt = 1 h). (4.9)

Dieser Betrag wurde hauptsächlich durch die thermische Drift des Refe-renz-FPI verursacht. Sie betrug innerhalb einer Stunde (Liu, 1993):

ΔvFPI = ± 6 MHz (Δt = 1 h). (4.10)

Eine Drift der an den Piezostapel des Referenz-FPI angelegten Hoch-spannung verursacht ebenfalls Drifts der Laserfrequenz. Sie wurde zu50 mV/h bestimmt, entsprechend 0,01 %/h bei einem voreingestellten SoIl-

39

wert von 500 V. Der hierdurch verursachte Beitrag zur Wellenlängendriftergab sich zu:

ΔνΗν = 3 MHz (Δt = 1 h) . (4.11)

Insbesondere die beiden letztgenannten Abweichungen können durch dieStabilisierung prinzipiell nicht ausgeregelt werden.

Zur Erfassung der von der Regelelektronik verursachten Schwankungenwurde das Transmissionssignal des Referenz-FPI beobachtet. Es wurdenlangsame Schwankungen im optischen Spektrum von

ΔνDividierer = ±3MHz (4.12)

um den Stabilisierungspunkt beobachtet.

Linienbreite

Es wurde wieder die Marker-Cavity verwendet, da die Halbwertsbreite ihrerTransmissionen mit 1,9 MHz kleiner als die zu erwartende Linienbreite war.Sie wurde als Analysator betrieben, ihr Transmissionssignal mit einemSpeicheroszilloskop aufgenommen. Die Linienbreite der Laserdiode wurdebestimmt zu:

ΔνL = 5MHz. (4.15)

43

4.3 Heatpipe und Vakuumsystem

Bei der zur Erzeugung des Strontiumdampfes notwendigen Heatpipe (Vidalund Cooper, 1969) handelte es sich im wesentlichen um ein Edelstahlrohrvon 270 mm Länge und 35 mm Durchmesser mit zentraler elektrischerHeizung und wasserdurchströmten Kühlschellen an beiden Enden. Ihr Ab-stand betrug 15 cm, die effektive Absorptionslänge damit etwa 10 cm. Ein indie Heatpipe eingebrachtes Thermoelement maß die Temperatur direkt inder heißen Zone. Von außen zugeführtes Puffergas verhinderte durch Kon-vektion Kontakt des heißen Sr-Dampfes mit den Fenstern. Diese waren ur-sprünglich mit einer Überwurfmutter an eine O-Ring-Dichtung angedrückt,wurden aber durch aus Edelstahl gefertigte Stutzen ersetzt, auf die aufSpannungsfreiheit geprüfte Quarzfenster in einem Winkel von 6° vakuum-dicht mit Torr-Seal aufgeklebt waren. Die besondere Form dieser Stutzenstellte sicher, daß die Strahlen, die die Absorptionslänge durchlaufen hatten,nicht wieder in den Strontiumdampf zurückreflektiert werden konnten(Abb. 15).

Das Vakuumsystem bestand aus einer zweistufigen Turbomolekularpumpemit einer Drehschieber-Vorpumpe (Pumpstand Pfeiffer TVS 250). Übereinen Rezipienten, mit dem der Ofen über einen Wellschlauch verbundenwar, konnten verschiedene Puffergase mittels Dosierventilen zugeführtwerden. An ihm waren zur Druckerfassung sowohl ein Feinvakuummetervom Typ MKS Baratron mit angeschlossenem Multimeter (Fa. Metex) alsauch ein Ionisations-Vakuummeter (Heraeus Ionivac 2) angebracht, mitdem der erreichbare Enddruck zu 2,7-10-4 Pa (2-10 -6 Torr) bestimmtwurde. Ein zusätzlicher Thermovac-Druckmeßkopf (Fa. Heraeus) war ausfrüheren Experimenten an der Heatpipe angeflanscht, wurde aber hier nichtmehr verwendet.

Abb. 15: Edelstahl-Stutzen der Heatpipe mit aufgeklebten Quarzfenstern (Querschnitt,schematisch). Die Fenster stehen nicht im rechten Winkel zur Strahlachse, sondernsind um 6° zu dieser Position gekippt, so daß Reflexe nicht wieder in dieWechselwirkungszone gelangen können.

44

Da bei einer Temperatur von etwa 500 0C die thermische Geschwindigkeitder Strontiumatome etwa 470 m/s beträgt, legen die in die 53P r -Zuständeangeregten Atome innerhalb ihrer Lebensdauer von 21 μs einen Weg vonfast 10 mm zurück. Aufgrund der im Experiment realisierten Strahldurch-messer von ca. 3 mm bedeutet dies, daß einmal angeregte Sr-Atome ohnequenchende Stöße auch nur einmal nachgewiesen werden können. Aus die-sem Grunde wurde für die Heatpipe ein Kupfereinsatz konstruiert, der denWechselwirkungsbereich auf das von einem Kupferröhrchen von 10 cmLänge und 3 mm Innendurchmesser umschlossene Volumen begrenzte unddamit Wandstöße erzeugte. Der Einsatz war so bemessen, daß die Achsenvon Kupferröhrchen und Heatpipe zusammenfielen. Darüber hinaus warhiermit sichergestellt, daß die gewonnenen Linien aufgrund der bewirktenRaumwinkelbegrenzung nur durch solche Atome erzeugt wurden, die sichin Richtung der Ofenachse bewegten und nicht auch durch solche, die ge-schwindigkeitsändernde Stöße erfahren hatten. Das Röhrchen war in ein anseiner Unterseite offenes Kupferblöckchen geklemmt und über dessen Öff-nung und drei Bohrungen zu einer genau in das Blöckchen eingepaßtenKupferwanne offen, in dem sich der Strontium-Vorrat befand (Abb. 16).

Abb. 16: In die Heatpipe eingebrachter Kupfereinsatz (schematisch). Das Röhrchen war in einunten offenes Kupferblöckchen geklemmt, das als Deckel für eine den Strontium-Vorrat enthaltende Wanne diente.

4.4 Modulationssysteme und Detektionselektronik

4.4.1 Amplitudenmodulation

Für die Amplitudenmodulation wurde ein Chopper Mod. 220 der FirmaHMS-elektronik verwendet. Die Chopperscheibe hatte vier Spuren zu 25,16, 9 und 7 Öffnungen, eine interne Lichtschranke griff das Lock-in-Refe-

45

renzsignal an der 25-Loch-Spur ab, das an einer BNC-Buchse des Steuer-gerätes abgenommen werden konnte. An einer vierstelligen Siebensegment-LED-Anzeige dieses Steuergerätes konnte die durch die interne Licht-schranke erzeugte Modulationsfrequenz abgelesen werden. Um die Mög-lichkeit zu haben, die Frequenz jeder der vier Spuren als Referenzfrequenznutzen zu können, wurde ein U-förmiger Träger für eine zusätzliche Licht-schranke konstruiert und in zwei Nuten am Motorengehäuse des Choppersbefestigt (Abb. 17). Für die Messungen wurde der Chopper so gestellt, daßder kollineare Pumpstrahl durch die 25-Loch-Spur ging, der antikollinearedurch die 9-Loch-Spur. Bei der Aufnahme zweifach Doppler-freier Spektrenstand der Lichtschrankenträger so, daß die Referenz durch die 16-Loch-Spur generiert, der Nachweis der Absorption der zweiten Anregungsstufealso auf der Differenzfrequenz erfolgte. Prinzipiell konnte der Nachweisauch auf der Summenfrequenz erfolgen, allerdings stellte das Verhältnis derÖffnungszahlen in der obigen Kombination sicher, daß es zu keinerlei In-terferenzen zwischen Modulationen und Referenz kommen konnte. In allenunten beschriebenen Experimenten wurde die Drehfrequenz der Chopper-scheibe so eingestellt, daß die Frequenz des Signals der internen Gabel-Lichtschranke 1,6 kHz betrug, die Amplitudenmodulation also für den kol-linearen Strahl mit der gleichen Frequenz erfolgte, die für den anti-kollinearen Strahl mit 576 Hz, und damit die Differenzfrequenz 1,02 kHzbetrug.

Abb. 17: Anbau der zusätzlichen externen Lichtschranke EL an verwendeten Chopper(schematisch). M: Motorengehäuse; T: U-förmiger Träger T; C: Chopperrad; IL:Position der internen Gabellichtschranke.

Der Lock-in-Verstärker (EG & G Princeton Applied Research Model 5209)benötigte ein symmetrisches Rechteck-Signal als Referenz, die Licht-

46

schranke lieferte allerdings ein TTL-Signal, so daß von diesem noch mitHilfe einer einfachen (hier nicht weiter beschriebenen) Schaltung eine kon-stante Gleichspannung subtrahiert werden mußte.

Bei N Reflexionen auf dem Schwingspiegel reduziert sich bei gegebenerFrequenz fmod der für gegebenes Δν erforderliche Hub auf das N-1-fache desErgebnisses aus Gl. (4.26).

Die Resonanzfrequenz des Systems wurde durch einen Biegeschwinger auszwei 1 mm starken Federstahlstreifen von jeweils 6 mm Breite und 110 mmLänge vorgegeben. Als Antrieb diente ein Mittelton-Lautsprecherchassisder Fa. ISOPHON (PSM 120 ALU), dessen Schwingspule von einem längsgeschlitzten Aluminiumzylinder getragen wird und damit mechanisch be-ansprucht werden konnte; bei einer Resonanzfrequenz von 144 Hz war die-ses Chassis mit Leistungen von bis zu 200 W belastbar. Auf der Kreisring-fläche, auf der die Membran auf ihrer Unterseite mit dem Spulenkörperverklebt ist, wurde ein Trovidur-Trichter aufgebracht, der über eine einge-schraubte Gewindestange mit den über Kreuz am Lautsprechergehäuse be-festigten Federstahlstreifen in Verbindung stand; deren Fixierung an derGewindestange erfolgte mit zwei Muttern. Am äußeren Ende der Ge-windestange war ein Trovidur-Zylinder aufgeschraubt, auf den schließlichder Schwingspiegel aufgeklebt wurde (Abb. 18).

Den optischen Aufbau der Modulation zeigt Abb. 19. Der horizontal linearpolarisierte, antikollineare Pumpstrahl durchlief einen polarisierendenStrahlteilerwürfel (Fa. Gsänger Optoelektronik, Kantenlänge 11 mm) und

47

Abb. 18: Der akustisch-optische Frequenzmodulator auf Basis eines Lautsprechers.

anschließend eine λ/4-Platte. Der nunmehr zirkulär polarisierte Strahlwurde am sphärischen Schwingspiegel reflektiert und auf einen fest-stehenden Planspiegel fokussiert. Nach insgesamt vier Reflexionen auf demSchwingspiegel lief der Strahl in sich selbst zurück, nahm nach dem zweitenDurchlaufen der λ/4-Platte wieder lineare, nun aber vertikale Polarisationan. Nach Reflexion am Polarisationsstrahlteiler wurde er weiter in Richtungder Heatpipe geleitet.

Abb. 19: Strahlengang im Modulatoraufbau. PS: Polarisationsstrahlteiler, λ/4: Viertelwellen-plättchen, FS: feststehender Spiegel, SS: Schwingspiegel. Die an den Teilstrahlenangebrachten Symbole kennzeichnen die jeweiligen Polarisationszustände.

48

Durch die große Zahl von Reflexionen (insgesamt sieben) waren hoch-reflektierende Spiegel erforderlich (AI-beschichtete Spiegel mit R ~ 0,9hätten die Intensität um etwa die Hälfte reduziert). Da der Schwingspiegelzudem noch geringe Masse haben mußte, wurde hierfür ein sphärischerResonatorspiegel (R > 0,99 bei λ = 690 nm) der Fa. Coherent gewählt. SeinKrümmungsradius betrug 100 mm, der Durchmesser 12,57 mm. Das Sub-strat wurde von den werkseitigen 9,5 mm Dicke zwecks Reduzierung der zubewegenden Masse auf 2 mm abgeschliffen. Der Planspiegel entstammteeiner bereits im Bereich des Laserlabors vorhandenen Spiegelcharge, derDurchmesser betrug 20 mm, die Reflexion war > 99 %. Die sphärische Formdes Schwingspiegels verhinderte zudem, daß sich Taumelbewegungen beigeringem Hub auf die Strahllage auswirkten.

Als Lautsprecher-Endstufe wurde ein 36 W-Universal-Verstärker der Fa.Kemo verwendet, die Versorgungsspannung von 14 V lieferte eine Gossen-Konstantspannungsquelle. Der Effektivwert des Stromes durch die Schwing-spule wurde als Funktion der Schwingungsfrequenz gemessen und aus der sichergebenden Resonanzkurve die Resonanzfrequenz zu 254 Hz ermittelt(Abb. 20).

Abb. 20: Resonanzkurve des Modulators. Resonanzfrequenz: 254 Hz. Der Abfall des Stromsfür hohe Frequenzen wird durch den zunehmenden induktiven Widerstand der Spuleverursacht.

Mit der erreichten Resonanzfrequenz ergibt sich aus Gl. (4.26) für eine Re-flexion auf dem Schwingspiegel und für einen Hub von 5 MHz im optischenSpektrum ein erforderlicher Schwingungshub von etwa 2,2 mm. Bei den imAufbau erzeugten vier Reflexionen reduzierte sich dies auf einen er-forderlichen Hub von nur noch 0,5 mm, ein Wert, der von dem Modulatorleicht erreicht wurde und auch den Schallpegel im Labor auf einem er-träglichen Niveau hielt.

49

Für den Modulator war zusätzlich zu dem optischen und mechanischenAufbau eine Elektronik zu entwickeln, die aus den Frequenzen der Am-plituden- und Frequenzmodulationen (fAM bzw. fFM) ein Referenzsignal derFrequenz fAM + 2 fFM generiert. Prinzipiell bedarf es hierzu eines Bau-elementes mit nichtlinearer Kennlinie, aus dessen Ausgangssignal die ge-wünschte Frequenz als Harmonische der Frequenzen der Eingangssignalemittels eines hinreichenden schmalen Bandpasses herausgefiltert werdenmuß. Zur Vermeidung schaltungstechnischer Komplikationen wurde fAM =1,6 kHz (25-Loch-Spur auf dem Chopperrad) vorgewählt und das Rechteck-signal des Choppers zusammen mit einem Sinussignal mit doppelter Fre-quenzmodulations-Frequenz auf jeweils ein Gate eines Dual-Gate-FETs(Telefunken CF 300) gegeben (Abb. 21). Das Rechtecksignal mit FrequenzfAM wurde dabei aus dem TTL-Signal der Chopper-Lichtschranke durchAbschneiden des DC-Pegels mit einem Hochpaß (Grenzfrequenz: 16,8 Hz)gewonnen.

Abb. 21: Schematischer Schaltplan der Elektronik zur Generierung der ReferenzfrequenzfAM + 2 · fFM. VCO: Taktgeber mit Schwingquarz, TS: Frequenzteiler (1:1024) mitSinusgenerator, Y: Lautsprecher-Endstufe, M: Modulator, CF 300: Dual-Gate-FET,HP: Hochpaßfilter, C: Chopper, BP: Bandpaßfilter.

50

Durch Fourier-Analyse des Produktes der beiden Modulationssignalewurde die der Referenz fAM + 2 · fFM = 2,1 kHz nächstliegende, durch denBandpaß abzuschneidende Oberwelle gefunden (f = fAM – 2 · fFM = 1,1 kHz)und dieser danach dimensioniert. Die erste Stufe des Bandpasses bestandaus einem hinreichend schmalen, aktiven Bandfilter vierter Ordnung, dasnach dem „staggered-tuning“-Verfahren aus zwei Bandpässen mit Mehr-fachgegenkopplung aufgebaut war (Tietze und Schenk, 1989). Seine Gütebetrug Q = 41, die Unterdrückung bei 1,1 kHz wurde zu -45 dB bestimmt(die Schaltskizzen dieser und aller anderen für diese Arbeit entwickeltenElektronik finden sich im Anhang). In der nächsten Stufe wurde das her-ausgefilterte Signal mit einem Operationsverstärker um den Faktor440 verstärkt und damit der Verstärker in die Sättigung getrieben, so daß einzweiter, passiver RLC-Bandpaß (Güte Q = 23,9; Unterdrückung bei 1,1 kHz-52 dB) das Referenzsignal mit zeitlich konstanter Amplitude lieferte. Dieerforderlichen Sinussignale wurden von einem Frequenzteiler (: 1024) auseiner Kette aus jeweils drei kaskadierten Zählbausteinen (74LS161) er-zeugt, deren Ausgänge mit einem EPROM 2732 verbunden waren. Die er-sten 1 024 Byte dieses EPROMs enthielten eine Sinusperiode, die in einemanschließenden D/A-Wandler (AD 7520) in ein analoges AC-Signal ge-wandelt wurden. Die Taktfrequenz für die digitalen Bausteine lieferte einVCO-Baustein vom Typ 74LS124, dessen Ausgangsfrequenz mit einemSchwingquarz auf 1 MHz festgelegt war. Ein nachgeschaltetes JK-Flipflop74LS76 halbierte diese Frequenz, so daß sich die der Lautsprecher-Endstufezugeführte Signalfrequenz hieraus zu (106 : (2 · 2 · 1024)) = 244 Hz be-rechnete, was hinreichend nahe an der Resonanz des Modulators lag.

4.5 Gesamtaufbau und Steuerung des Experiments

Einen Überblick über den Strahlengang des Experiments gibt Abb. 22. Eswar nicht auf dem Lasertisch des Labors aufgebaut, sondern auf einem da-von getrennten Experimentiertisch, dessen Granitplatte durch Schwin-gungsdämpfer von seinem Grundgestell entkoppelt war. Zusätzlich dazuwurden durch Sandwich-Strukturen aus Holz, Styropor und MoosgummiSchwingungen von Pumpen und Netzteilen innerhalb des Labors weit-gehend vom Fußboden ferngehalten. Um eine Übertragung von Vi-brationen des Vakuumpumpstandes auf den Experimentiertisch zu verhin-dern, wurde der zur Heatpipe führende Stahl-Wellschlauch mit Bleiziegelnbedämpft.

Zunächst wurde mit Hilfe eines Glasplättchens ein Teil der Intensität desFarbstofflaserstrahles ausgespiegelt und dem Faserkoppler des Wellen-längenmeßgerätes zugeführt. Der nachfolgende 50 %-Strahlteiler ST2(Bezeichnungen siehe Abb. 22) spaltete den Strahl dann in die kollinearenund antikollinearen Pumpstrahlen auf. Die in beiden Teilstrahlen folgenden

51

Abb. 22: Schematische Darstellung des Gesamtaufbaus des Experiments. STl: Glasplättchenals Strahlteiler, ST2: 50 %-Strahlteiler, Ll: Linse mit f = 4 m, B: Blende, M: Spiegel,λ/2: Halbwellenplättchen, P1/P2: Kalkspat-Polarisatoren, ST3: Homosil-Quader alsStrahlteiler (einseitig beschichtet: R = 20% für λ = 688 nm), HP: Heatpipe,BP: Brewster-Platte zur Auskopplung des Diodenlaserstrahls, G: optisches Strichgitter,C: Chopper, L2: Linse mit f = 1 m, MO: Frequenzmodulator, ST4: Glasplättchen alsStrahlteiler, PDl: Photodiode zur Messung der Absorption auf dem ersten Übergang,Vl: Photodiodenverstärker, DL: Diodenlaser, Ol: optischer Isolator, F: Farbglasfilter(Transmission 12,8 %), L3: Linse mit f = 2/3 m, IF: schmalbandiges Interferenzfilter,L4: Linse mit f = 50 mm. PD2: Photodiode zur Absorptionsmessung auf dem zweitenÜbergang, V2: Photodiodenverstärker HMS 564.

Linsen kollimierten die Strahlen derart, daß sie im Bereich der Heatpipekonstante Durchmesser von 3 mm hatten, nachfolgende Blenden blocktenstörende Reflexe ab. Mit einem Spiegel wurde der kollineare Teilstrahl dannauf die Heatpipe-Achse justiert und mit einem Halbwellenplättchen diePolarisationsrichtung gedreht, wobei durch einen nachfolgenden Kalkspat-Polarisator für diesen Strahl eine horizontale lineare Polarisation vorgege-

52

ben war (die hier angegebenen Polarisationen beziehen sich auf Messungenzur Gewinnung zweifach Doppler-freier Spektren, andere Einstellungenwerden im folgenden Abschnitt diskutiert). Die Kombination dieser beidenpolarisationsoptischen Komponenten erlaubte gleichzeitig die Einstellungder Leistung des kollinearen Pumpstrahles. Der antikollineare Strahl wurdemit einem Spiegel in Richtung des oben beschriebenen Frequenzmodulatorsgelenkt. Eine vorgeschaltete λ/2-Platte erlaubte hier ebenfalls die Justierungder Leistung des Strahles. Nach der 90°-Ablenkung durch den Polarisations-Strahlteiler erfolgte mit einem weiteren Spiegel die Ablenkung auf dieHeatpipe-Achse und die anschließende Einstellung vertikaler linearerPolarisation durch eine zweite λ/2-Platte. Durch den Strahlteiler ST4 konntedie Intensität des kollinearen Pumpstrahles nach Durchlaufen des Stron-tiumdampfes mit der Photodiode PDl beobachtet und hiermit die Absorp-tion gemessen werden. Der Strahl des Diodenlasers wurde durch zweiSpiegel in Richtung auf den Einkoppler ST3 gelenkt. Auf dem Wege dorthinpassierte er einen optischen Isolator (Gsänger FR 700), eine Kombinationaus Farbglasfiltern mit 12,8 % Transmission bei 688 nm, eine Linse mit 2/3 mBrennweite (ebenfalls zur Kollimation und Einstellung des Strahldurch-messers auf 3 mm) sowie einen Polarisator, mit dem der Diodenlaserstrahlauf vertikale lineare Polarisation eingestellt wurde. Diese Polarisationenstellten sicher, daß infolge der Reflexion an der Brewster-Platte der Anteildes an ihr reflektierten Pumplichtes stark unterdrückt werden konnte. Dasreflektierte Licht des Diodenlasers traf auf ein Reflexionsgitter (Carl ZeissJena, 2 400 Linien/mm), dessen erste Ordnung anschließend in den Detek-tionszweig reflektiert wurde.

Die Winkeldispersion des Gitters reichte aus, um Diodenlaser- und kolli-nearen Farbstofflaserstrahl (Δλ = 1,4 nm) auf den fast 2 m-Weg zwischenGitter und Detektions-Photodiode um mehr als 5 mm voneinander zu tren-nen, so daß eine Blende zur weitgehenden Eliminierung des Pumplichtesausreichte. Da dieses allerdings nicht nur auf einen im Bereich der Blendeetwa 2 mm großen Fleck, sondern auch auf einen größeren, mit dem bloßenAuge kaum erkennbaren „Saum“ um diesen herum verteilt war, war es zu-sätzlich notwendig, ein schmalbandiges Interferenzfilter einzusetzen, mitdem eine weitere Unterdrückung des Pumplichtes von etwa 0,02 % erreichtwerden konnte, so daß sein auf den Detektor treffender Anteil vernach-lässigbar wurde. Dieses Interferenzfilter (Andover) hatte bei bei 0° Ein-fallswinkel und 688,565 nm Wellenlänge eine maximale Transmission von46,5 %, die volle Halbwertsbreite betrug 0,276 nm.

Die Detektion der Absorption des Diodenlasers erfolgte mit der als Photo-element betriebenen Photodiode vom Typ RCA 30809. Der Photostromwurde mit einem rauscharmen Photodiodenverstärker der Fa. HMS-elek-tronik, mod. 564, in eine Spannung gewandelt und dem Signaleingang desLock-in-Verstärkers (EG & G Model 5209) zugeführt. Dieser verfügte über

53

ein in seiner Charakteristik einstellbares elektronisches Eingangsfilter, dasals Bandpaß bei der verwendeten Referenzfrequenz genutzt wurde. SeinAusgang konnte über eine BNC-Buchse zur Linienfindung verwendet wer-den.

Im Laufe der Messungen wurde festgestellt, daß in der Umgebung derHeatpipe ein Magnetfeld mit einer Flußdichte von etwa 0,3 mT (3 G) ge-messen werden konnte. Zur Kompensation insbesondere der senkrechtenFeldkomponenten wurde sowohl ein Blech aus Mu-Metall um die Heatpipegelegt, als auch ein kompensierendes Magnetfeld mit Hilfe zweier Stab-magnete erzeugt, die mit zwei Eisenstäben als Polen über dem Ofen aufge-hängt wurden. Die bestmögliche Ausrichtung dieser Kompensation wurdedabei anhand der erhaltenen Spektren beurteilt.

54

5. Messungen und Ergebnisse

5.1 Behandlung des Strontiums

Metallisches Strontium stand in Form von durchschnittlich etwa 0,5 cm3

großen Stücken zur Verfügung, die zur Vermeidung von Kontakt mit Sau-erstoff unter Silikonöl geliefert (Fa. Heraeus Feinchemikalien) und gelagertwurden. Zur Einbringung in das Kupferreservoir der Heatpipe mußten dieStücke zunächst durch Abtupfen vom Öl befreit und anschließend eine odermehrere Oberflächen mit Hilfe eines scharfen Werkzeuges blankgekratztwerden. Da sie in der Regel etwas zu groß waren, wurden sie teilweise miteiner scharfen Zange geteilt, was weitere saubere Oberflächen lieferte. ZurVermeidung von Luftkontakt geschah dieser Vorgang in einer mit Argongefluteten Wanne. Die Stücke wurden anschließend bis zur Einfüllung in dasReservoir in Benzin gelagert; das Einführen des Kupferreservoirs in dieHeatpipe geschah ebenfalls unter einem leichten Ar-Strom.

Nach Evakuierung der Heatpipe wurde mit ihrer Aufheizung begonnen,wobei die Entstehung eines Sr-Dampfdruckes anhand der Absorptionauf der Interkombinationslinie festgestellt wurde. Es zeigte sich, daß eineAbsorption erst nach Aufheizung auf Temperaturen von bis zu 600 0C ein-setzte, dann aber sehr schnell auf bis zu 100 % anstieg (vermutlich aufgrundvon aufbrechenden Oberflächenschichten, die sich trotz der oben beschrie-benen Vorsichtsmaßnahmen gebildet hatten). Um zu verhindern, daß dabeiSr-Dampf bis zu den Heatpipe-Fenstern gelangen und sie von innen ver-spiegeln konnte, wurden bei diesem Vorgang stets einige 10 Pa (einige100 mTorr) Xenon eingelassen. Nach anschließender Reduzierung derTemperatur stellte sich erfahrungsgemäß eine Absorption von etwa 5 %(bei der die meisten der zweistufigen Messungen stattfanden) bei Tem-peraturen um 440 0C ein. Da die auf der Interkombinationslinie gemessene,ungesättigte Absorption deutlich mit dem Puffergasdruck anstieg, mußte siebei großen Variationen von Druck oder Temperatur stets neu bestimmtwerden.

5.2 Einstufige Messungen

Mit dem im vorherigen Abschnitt beschriebenen Aufbau war es möglich,durch Amplitudenmodulation eines Pumpstrahles und Lock-in-Detektionder Absorption eines gegenläufigen Sondenstrahls (beide aus dem Farb-stoff-Ringlaser) auf der Modulationsfrequenz den Doppler-Untergrundvöllig zu eliminieren. Die so erzeugten sättigungsspektroskopischen Spek-tren zeigen dabei die Linien der Isotope 88Sr, 86Sr und 84Sr sowie bei demgewählten Scanbereich eine Hyperfein-Komponente (F = 9/2 F = 9/2) des

55

Isotops 87Sr. Mit ihnen konnten für das Experiment wichtige Parameter wieDruck- und Sättigungsverbreiterung der Interkombinationslinie bestimmtwerden. Im Aufbau nach Abb. 22 mußte dabei der 50 %-Strahlteiler ST2durch einen Spiegel mit 98,5 % Reflexion ersetzt werden. Der reflektierteStrahl wurde so zum Pumpstrahl, der transmittierte zum Sondenstrahl; diePolarisationen standen dabei parallel. Ein typisches Spektrum zeigt Abb. 23:wie zu erwarten, verhalten sich die Linienhöhen der Isotope mit geraderMassenzahl wie ihre Häufigkeiten im natürlichen Isotopengemisch.

Abb. 23: Lamb-dip-Spektrum der Interkombinationslinie von Sr bei λ = 689,4 nm mit der zuerwartenden Position des 90Sr-Lamb-dips. Der Pumpstrahl wurde amplituden-moduliert, die Absorption des Sondenstrahls auf der Amplitudenmodulations-frequenz detektiert. Zweiter Meßkanal: synchron aufgezeichnete Transmissions-kurve eines konfokalen Fabry-Perot-Interferometers mit freiem Spektralbereich150,4 MHz; Leistung im Pumpstrahl: 870 μW; Leistung im Sondenstrahl: 128 μW;Puffergas: 4,5 Pa (34 mTorr) Xe; Absorption bei 528 0C Ofentemperatur: 12 %.

Mit Hilfe eines von einem früheren Abteilungsmitglied, Herrn Dipl.-Phys.Th. Udem, geschriebenen Pascal-Programmes (MESSGRAF.EXE) wurdeein Lorentz-Fit an der 86Sr-Isotopenlinie durchgeführt. Es zeigte sich, daßsie bis auf geringe Abweichungen in der Linienmitte Lorentz-Form hat(Abb. 24).

Mit Hilfe der genannten Software und mit Microsoft Excel wurden dienachfolgenden Messungen zur Ermittlung der Druck- und Sättigungs-verbreiterungen ausgewertet, aus denen sich als Ergebnis für die Druck-verbreiterung Dn/Dp mit Xe als Puffergas ergab (Abb. 25):

56

Abb. 24: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der 86Sr-Isotopenlinie aus Abb. 24 und diemit dem Faktor 100 multiplizierte Differenz aus Linie und Fit (darunter). NachKalibrierung des Spektrums ermittelte Linienbreite: 2,3 MHz (FWHM).

57

Abb. 25: Druckverbreiterung der 88Sr-IsotopenIinie. Puffergas: Xenon; Laserleistungen wiein Abb. 23; jeder Punkt entspricht einem Mittelwert aus drei Messungen; resultie-rende Druckverbreiterung: 69,6 kHz/Pa (9,3 MHz/Torr); Breite bei Druck p = 0Pa: 1,93 MHz.

Da ein quadratischer Zusammenhang zwischen Linienbreite und Sätti-gungsparameter, also auch zwischen Linienbreite und Pumpleistung besteht(Demtröder, 1977), wurden die erhaltenen Ergebnisse mittels linearer Re-gression der Wertepaare aus den Pumpleistungen und den Quadraten derzugehörigen Linienbreiten ausgewertet. Daraus ergab sich eine Sättigungs-leistung von 4,4 mW, d. h. bei einem Strahldurchmesser von 3 mm eine Sät-tigungsintensität von 625,3 W/m2 (Abb. 26).

Abb. 26: Sättigungsverbreiterung der 88Sr-Isotopenlinie. Jeder Punkt entspricht einemMittelwert aus drei Messungen. Puffergas: 4 Pa (30 mTorr) Xenon.

58

Aufgrund der gewonnenen Erkenntnisse erfolgten die im weiteren be-schriebenen zweistufigen Messungen bei Pumpleistungen P < 10 mW, d. h.bei einem Sättigungsparameter S < 2.

5.3 Zweistufige Messungen

5.3.1 Einfach Doppler-freie optisch-optische Doppelresonanzen

ZurAufnahme einfach Doppler-freier Spektren waren die beiden Pump-strahlen parallel zueinander und senkrecht zum Sondenstrahl des Di-odenlasers linear polarisiert. Dessen Polarisation stand wegen der aus-koppelnden Brewster-Platte stets vertikal (Abb. 22, S. 52). Beide Pump-strahlen wurden mit verschiedenen Frequenzen amplitudenmoduliert undder Farbstofflaser bei fester Wellenlänge des Diodenlasers gescannt; dasSpektrum der kollinearen oder antikollinearen Doppelresonanzen konntedurch Wahl der jeweiligen Referenzfrequenz detektiert werden. Die ent-stehenden Spektren (Abb. 27) zeigen Isotopenlinien von der homogenenBreite der Triplettlinie in Abständen, die der Summe (antikollinear) oder

Abb. 27: Einfach Doppler-frei gewonnene Doppelresonanzen. Mitte: Zur Kalibrierung desSpektrums synchron aufgezeichnete Transmissionskurve eines konfokalen Fabry-Perot-Interferometers mit freiem Spektralbereich 150,4 MHz; Pumpleistung: 8,6 in mW(kollinear) bzw. 8,8 mW (antikollinear); Leistung des Sondenstrahls: 41 μW:Puffergas: 3,3 Pa (25 in Torr) Xe; Absorption auf der Interkombinationslinie ca. 10 %.

59

Abb. 28: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der kollinearen einfach Doppler-freien88Sr-Doppelresonanzlinie aus Abb. 27. Daneben: Differenz aus Linie und Fit.Linienbreite: 50,4 MHz (FWHM). Aus der Differenz hebt sich der bei gleichzeitigerEinstrahlung beider Pumpstrahlen beobachtbare Lamb-dip von der homogenenBreite der Interkombinationslinie hervor.

der Differenz (kollinear) der TIS auf den beiden Übergängen entsprechen.Wegen der gleichzeitigen Einstrahlung beider Pumpstrahlen entsteht für je-des Isotop außerdem ein Lamb-dip mit der homogenen Breite der Inter-kombinationslinie. Diese Lamb-dips treten dabei stets an der Position derIsotopenlinien dieses ersten Überganges auf. Durch direkt aufeinander-folgende Messungen (Scan, Umschaltung der Referenzfrequenz, Scan)konnten die theoretischen Vorhersagen demonstriert werden: Kollinearesund antikollineares Isotopensignal liegen symmetrisch um den jeweiligenLamb-dip der Interkombinationslinie, die kollinearen Resonanzen sindbreiter als die antikollinearen und aufgrund der gleichen Zahl von wech-selwirkenden Atomen auch niedriger als diese.

60

Abb. 29: Druckverbreiterung der kollinearen 88Sr-Doppelresonanz, Puffergas: Xenon. Ofen-temperatur: 417 0C; Absorption auf der Interkombinationslinie: 5 %; Absorption aufder Triplettlinie: ca. 64 %; Pumpleistung: 7,5 mW; Leistung des Dioden-lasers: 20 μW; jeder Punkt entspricht einem Mittelwert aus drei Messungen.

Ein Lorentz-Fit für die kollineare 88Sr-Isotopenlinie wurde berechnet, dasErgebnis ist in Abb. 28 dargestellt. Man erkennt, daß trotz der nahen 86Sr-Doppelresonanz die Linienform weitgehend durch eine Lorentz-Funktionbestimmt ist.

Da die Breiten der einfach Doppler-freien Linien durch die Gleichungen(3.9) und (3.10) gegeben sind, sollten sich ihre Druckverbreiterungen ge-rade um die doppelte Druckverbreiterung des mittleren Zustandes unter-scheiden, so daß hieraus auf die Druckverbreiterung des oberen Zustandesgeschlossen werden kann. Das Ergebnis der entsprechenden Messung (nurfür das kollineare Signal) für das Puffergas Xenon ist in Abb. 29 darge-stellt.

Als Druckverbreiterung wurde erhalten:

(Δν/Δρ)Χe = (321,4 ± 118,6) kHz/Pa {= (42,9 ± 15,8) MHz/Torr} , (5.3)

und für die auf p = 0 Pa extrapolierte Linienbreite (FWHM) Dn0:

Δν0,Χe = (32,4 ±1,7) MHz. (5.4)

61·

5.3.2 Zweifach Doppler-freie optisch-optische Doppelresonanzen

Durch Umschalten der Referenzfrequenz auf die Differenz der Am-plitudenmodulations-Frequenzen konnten Spektren mit intermoduliertenzweifach Doppler-freien Linien aufgenommen werden, zunächst mit par-allelen Polarisationen der beiden Pumpstrahlen. Abb. 30 zeigt derartig ge-wonnene Spektren, wobei der Diodenlaser auf der zweiten Anregungsstufenacheinander auf die Isotope 88Sr, 86Sr und 84Sr abgestimmt war. Diese Ab-stimmung geschah, indem zunächst der kollineare Pumpstrahl mit Farb-glasfiltern abgeschwächt (auf einige 10 μW) und die von der Heatpipetransmittierte, amplitudenmodulierte Intensität mit Hilfe der PhotodiodePDl (Abb. 22) auf einem Oszillographen dargestellt wurde. Hiermit konnte

Abb. 30: Intermoduliert (AM) aufgezeichnete zweifach Doppler-freie Doppelresonanzenbei aufeinanderfolgender Abstimmung des Diodenlasers auf die Isotope 88Sr, 86Srund 84Sr. Vierter Meßkanal: zur Kalibrierung des Spektrums synchron aufge-zeichnete Transmissionskurve eines konfokalen Fabry-Perot-Interferometers mitfreiem Spektralbereich 150,4 MHz. Pumpleistungen kollinear/antikollinear jeweils5,6 mW; Leistung Sondenstrahl: 440 C; Puffergas: 0,89 Pa (6,7 mTorr) Xe;Verhältnisse der Lock-in-Verstärkungen in den drei Meßkanälen 1:10:30;Scandauer: 120 s; Zahl der aufgezeichneten Kanäle: 16 000; Integrationszeit: 10 ms.

62

der Farbstofflaser auf den Lamb-dip von 88Sr eingestellt werden, wobei sichdie Intermodulation als Überlagerung der amplitudenmodulierten Inten-sität des kollinearen Pumpstrahles mit einem Signal der AM-Frequenz desantikollinearen Pumpstrahles im Oszillographenbild äußerte. In dieserPosition des Farbstofflasers wurde (nach Entfernung der Farbglasfilter) derDiodenlaser manuell über das Doppler-Profil des zweiten Überganges ab-gestimmt und die Resonanz mit Hilfe eines zweiten Oszillographen anhanddes Ausgangssignales des Bandpasses des verwendeten Lock-in-Verstärkersdetektiert. Diese Abstimmung konnte mit Hilfe des 1 GHz-Spectrum-Ana-lysers im Aufbau des Diodenlaser-Spektrometers hinreichend genau vorge-nommen werden. Anschließend erfolgte nach Einstellung des Scan-Start-punktes für den Farbstofflaser die Aufnahme des Spektrums.

Man erkennt, daß sich die Verhältnisse der Linienstärken der zweifachDoppler-freien Doppelresonanzen signifikant von den natürlichen Iso-

Abb. 31: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der zweifach Doppler-freien 88Sr-Linie beiResonanz des Diodenlasers mit diesem Isotop aus dem Spektrum aus Abb. 30.Darunter: Differenz Linie – Fit. Linienbreite: 9 MHz (FWHM). Die Linie hat keinereine Lorentz-Form, was als Resultat der Überlagerung der starken und breitenkollinearen und antikollinearen Anteile für diese Abstimmung des zweiten Lasersinterpretiert werden kann.

63

Abb. 32: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der zweifach Doppler-freien 86Sr-Linie beiResonanz des Diodenlasers mit diesem Isotop aus dem Spektrum aus Abb. 30.Darunter: Differenz Linie – Fit. Linienbreite: 3,7 MHz (FWHM). Auch diese Liniehat keine reine Lorentz-Form, durch die schwächeren kolliniearen und anti-kollinearen Anteile ist die Abweichung jedoch geringer als in Abb. 31.

topenverhältnissen unterscheiden, d. h. daß die in Resonanz mit dem Dio-denlaser befindlichen Isotope deutlich angehoben werden. Bei Resonanzmit 86Sr ist dessen Linie etwa l,4mal so hoch wie die von 88Sr, was einerAnhebung um den Faktor 11 entspricht. Bei Resonanz mit 84Sr beträgt dieAnhebung gegenüber 86Sr etwa 16, gegenüber 88Sr sogar 30. Eine genauereAnalyse von nach weiteren Optimierungen gewonnenen Spektren erfolgtweiter unten bei der Abschätzung der erreichbaren Nachweisgrenze undSelektivität. Aus dem Spektrum bei Resonanz mit 84Sr wird auch deutlich,daß das Rauschen nicht unerheblich ist. Mit Hilfe von Scans außerhalb derDoppler-Breite der Interkombinationslinie und mit verschiedenen Intensi-täten des Diodenlasers konnte festgestellt werden, daß es hauptsächlichdurch dessen Photonenrauschen verursacht wurde. Des weiteren fällt auf,daß die Linienform für dasjenige Isotop, für das auf dem zweiten ÜbergangResonanz besteht, offensichtlich nicht mit einer Lorentz-Form gefittet wer-den kann, was um so deutlicher wird, je größer die diese Linie erzeugende

64

Abb. 33: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der zweifach Doppler-freien 86Sr-Linie beiResonanz des Diodenlasers mit 86Sr aus dem Spektrum aus Abb. 30. Darun-ter: Differenz Linie – Fit. Linienbreite: 2,5 MHz (FWHM). Die Abweichung von derLorentz-Form ist deutlich geringer als in den vorhergehenden Abbildungen.

Teilchenzahl ist. Diese „Verformung“ der Resonanzen wird offensichtlichvon der Überlagerung der breiten, einfach Doppler-freien Linien verur-sacht, deren Höhe im Vergleich mit der der zweifach Doppler-freien Linie,die sie flankieren, mit abnehmender Teilchenzahl kleiner werden. Die Li-nien der nichtresonant angeregten Isotope und auch die Störsignale zeigendagegen durchweg Lorentz-Form. Abbildungen 31-34 stellen die Aussagenzu den verschiedenen Linienformen graphisch dar.

Es konnte im Anschluß festgestellt werden, daß bei Leistungen des Dioden-lasers oberhalb von etwa 25 μW die zweifach Doppler-freien Isotopenlinienmerkbar sättigungsverbreitert wurden; für alle weiteren Messungen wurdedaher seine Leistung mit Farbglasfiltern auf ca. 20 μW eingestellt.

Zur Untersuchung des Verhältnisses zwischen den Linienstärken der zwei-fach Doppler-freien 88Sr-Isotopenlinie und des zugehörigen antikollinearen

65

Abb. 34: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) des kollinearen einfach Doppler-freien88Sr-Störsignals bei Resonanz des Diodenlasers mit 86Sr (Abb. 30). Das Signal hatLorentz-Form.

einfach Doppler-freien Störsignales wurden Spektren unter Variation derStrontium-Teilchendichte (der Absorption auf der Interkombinationslinie),der Pumpleistung und des Xenon-Druckes aufgenommen. Dabei war derDiodenlaser stets in Resonanz mit 86Sr. Die Ergebnisse sind in Abbildungen35-37 dargestellt.

Sowohl die Linienstärke der zweifach Doppler-freien Linie als auch ihrVerhältnis zu der Linienstärke der einfach Doppler-freien Komponenten(Abb. 35) wachsen proportional mit der Absorption auf der Interkombina-tionslinie an; die Linienstärke der Störsignale hängt damit quadratisch vonder Teilchendichte ab. Hiermit wurde es als Gesamtergebnis der vorge-nannten Messungen angesehen, daß die günstigsten Bedingungen für dieerreichbare Selektivität Pumpleistungen nahe der Sättigungsleistung, Puf-fergasdrücke unterhalb 1,3 Pa (10 mTorr) und eine ungesättigte Absorption

66

Abb. 35: Verhältnis S/L der Linienstärke des antikollinearen einfach Doppler-freienStörsignals zur Linienstärke der zugehörigen zweifach Doppler-freien Linie in Abhän-gigkeit von der Absorption auf der Interkombinatonslinie; Diodenlaser in Resonanz mit86Sr. Jeder Meßpunkt entspricht dem Mittelwert aus drei Einzelmessungen.

Abb. 36: Verhältnis S/L der Linienstärke des antikollinearen 88Sr-Störsignals zu zweifachDoppler-freier Linie des gleichen Isotops in Abhängigkeit von der Pumpleistung aufder Interkombinationslinie; Diodenlaser in Resonanz mit 86Sr. Jeder Meßpunktentspricht dem Mittelwert aus drei Einzelmessungen.

Abb. 37: Verhältnis S/L der Linienstärke des antikollinearen 88Sr-Störsignals zu zweifach Doppler-freier Linie des gleichen Isotops vom Xe-Puffergasdruck; Diodenlaser in Resonanz mit86Sr. Jeder Meßpunkt entspricht dem Mittelwert aus drei Einzelmessungen.

67

Zur Aufnahme frequenzmodulierter Spektren wurde der Chopper so ge-stellt, daß nur der kollineare Pumpstrahl eine Amplitudenmodulation er-fuhr. Im Zweig des antikollinearen Pumpstrahles wurde der optisch-akusti-sche Frequenzmodulator in Betrieb genommen, als Referenzfrequenz danndie Summe aus Amplitudenmodulations- und doppelter Frequenzmodula-tions-Frequenz gewählt. Unter den gleichen experimentellen Bedingungen,die die Spektren in Abb. 30 erzeugt hatten, ergaben sich die in Abb. 38 ge-zeigten in zweiter Ableitung. Auch hier sind einfach Doppler-freie Stör-signale zu erkennen, die sich aber im Gegensatz zu den amplitudenmodu-liert aufgenommenen Spektren weniger in wirklichen Linien als vielmehr ineinem stark erhöhten Rauschanteil an den betreffenden Stellen äußern.Grund hierfür ist, daß der Lock-in-Verstärker in dem breitbandigen Rau-

Abb. 38: Zweifach Doppler-freie Doppelresonanzen in zweiter Ableitung bei aufeinander-folgender Abstimmung des Diodenlasers auf die Isotope 88Sr, 86Sr und 84Sr. VierterMeßkanal: zur Kalibrierung des Spektrums synchron aufgezeichnete Trans-missionskurve eines konfokalen Fabry-Perot-Interferometers mit freiem Spektral-bereich 150,4 MHz. Absorption und Laserleistungen wie in Abb. 30; Puffer-gas: 0,81 Pa (6,1 mTorr) Xe; Verhältnisse der Lock-in-Verstärkungen in den dreiMeßkanälen 1 : 4 : 10; Scandauer: 120 s; Zahl der aufgezeichneten Kanäle: 16 000;Integrationszeit: 10 ms.

68

schen der dort vorliegenden großen (aber gering intermodulierten) Ab-sorption ebenfalls einen Anteil mit der Referenzfrequenz findet. Dies er-klärt im übrigen auch das relativ große Rauschen der Störsignale in Abb. 30.Der Schwingungshub des Schwingspiegels betrug bei diesen Messungenetwa 0,3 mm, was bei vier Reflexionen auf dem Schwingspiegel nach Gl.(4.26) einem Hub von etwa 2,8 MHz im optischen Spektrum entspricht.

Da die Breite der zweifach Doppler-freien Linien der Breite der Lamb-dipsder Interkombinationslinie entspricht, konnte aus ihnen ohne Rückkehr zueinstufigen Messungen sowohl deren Druckverbreiterung durch das Puffer-und Quenching-Gas Methan als auch die aus ihrer Sättigungsverbreiterungermittelte Sättigungsleistung bestimmt werden. Der Diodenlaser war aufder Triplettlinie dabei stets in Resonanz mit 86Sr, mit Lorentz-Fits wurde je-weils die Breite der zweifach Doppler-freien 88Sr-Linie berechnet. Der Me-than-Druck im System wurde, wie bei allen Messungen mit diesem Gas,nicht statisch aufrecht erhalten, sondern es erfolgte mittels eines Dosier-ventils nach dem Reduzierventil der Gasflasche und dem Plattenventil zwi-schen Turbomolekularpumpe und Rezipient ein ständiger Gasaustausch.Die Ergebnisse sind in den Abbildungen 39 und 40 dargestellt. Für dieDruckverbreiterung ergab sich:

Δν/Δρ = (110,7 ± 17,5) kHz/Pa {= (14,8 ± 2,3) MHz/Torr} , (5.5)

und für die Sättigungsleistung (Strahldurchmesser 3 mm):

Ps = (13,3 ± 2,3) mW. (5.6)

Im Anschluß sollte getestet werden, ob orthogonale Polarisationen der bei-den Pumpstrahlen zu einem Verschwinden der antikollinearen Störsignaleführen. Spektren aus diesen Meßreihen zeigt Abb. 41.

Die Absorption auf der Interkombinationslinie war hierbei derart niedrigeingestellt, daß sie mit der üblichen Methode (Oszillograph) nicht mehr ge-messen werden konnte, somit unter 1 % lag. Die Absorption des Dioden-lasers auf dem zweiten Übergang betrug 7,5 %. Trotz orthogonaler Polari-sationen der beiden Pumpstrahlen ist das antikollineare Störsignal nochvorhanden, wenn es auch nun kleiner ist als das kollineare. Als Ursachehierfür wurden magnetische Streufelder ausgemacht, die mit Hilfe der inAbschnitt 4.5, s. S. 51, dargestellten Magnetfeldkompensation zumindestteilweise kompensiert werden konnten.

Obwohl unerwünscht, konnte das Verhalten dieses nur teilweise unter-drückten Störsignals zur Beurteilung des Triplett-Quenchings herangezogenwerden: Da der Betrag der Drehung des atomaren Dipols im äußeren Feld

69

Abb. 39: Druckverbreiterung der zweifach Doppler-freien Linie von 88Sr mit dem Puffer- undQuenching-Gas Methan. Diodenlaser in Resonanz mit 86Sr. Leistung der beidenPumpstrahlen: jeweils 5 mW; Leistung des Sondenstrahls: 20 μW; Absorption aufder Interkombinationslinie: 4 %.

Abb. 40: Sättigungsverbreiterung der zweifach Doppler-freien Linie von 88Sr mit 6 Pa(45 mTorr) Methan. Diodenlaser in Resonanz mit 86Sr. Leistung der beidenPumpstrahlen: jeweils 5 mW; Leistung des Sondenstrahls: 20 μW; Absorption aufder Interkombinationslinie: 4 %.

umso kleiner wird, je kürzer die angeregten Sr-Atome in den Triplettzu-ständen verweilen, sollte ein quenchender Stoß nicht nur zu einer Anhebungaller zweifach Doppler-freien Linien, sondern auch zu einer weiteren Un-terdrückung des antikollinearen Störsignales führen. Dieser Aspekt wird imfolgenden Abschnitt untersucht.

70

Abb. 41: Intermodulierte Spektren entsprechend Abb. 30, jedoch mit senkrechten linearenPolarisationen der kollinearen und antikollinearen Pumpstrahlen. DritterMeßkanal: zur Kalibrierung des Spektrums synchron aufgezeichnete Transmissions-kurve eines konfokalen Fabry-Perot-Interferometers mit freiem Spektralbereich150,4 MHz. Absorption auf der Interkombinationslinie: < 1 %; Absorption aufzweitem Übergang: 7,5 %; Pumpleistungen kollinear/antikollinear: jeweils 5 mW;Leistung des Sondenstrahls: 20 μW.

5.3.3 Experimente zum Triplett- Quenching

Löschende Stöße mit atomaren Stoßpartnern (Stöße zweiter Art) sind aufKoinzidenzen angeregter Zustände der beiden Atome (Übereinstimmungbis auf k · T) angewiesen. Diese Koinzidenzen sind naturgemäß zufällig,und ein für Strontium möglicher Stoßpartner mit hinreichend hohemDampfdruck wäre Caesium mit seinen metastabilen D-Zuständen52D3/2 (14 503,8 cm-1:) und 52D5/2 (14 701,4 cm-1). Um es testen zu können,wurde ein Glasfinger über einen Metall-Glas-Übergang und ein T-Stück amPumpstutzen der Heatpipe angebracht. Dieses Reservoir enthielt einigekleine Stahlblech-Behälter, in denen sich jeweils eine Cs-Perle befand. Daallerdings wegen des mit etwa 29 0C sehr niedrigen Siedepunktes von Cs derdurch Heizen des Glasfingers erzeugte Caesiumdampf leicht wieder kon-densiert wäre, hätte bei dieser Prozedur der gesamte Pumpstutzen vom

71

Glasfinger bis zur Heatpipe heiß, die Wasserkühlung folglich abgeschaltetsein müssen. Da dies einerseits bedeutet hätte, daß heißer Strontium-Dampfbis an die Ofenfenster hätte gelangen können, andererseits die Caesium-Ausbeute aus den im Glasfinger befindlichen Behältern voraussichtlich sehrgering gewesen wäre, wurde Cs als potentieller Quencher im Rahmen dieserArbeit nicht untersucht. Statt dessen sollten sich die Experimente auf dieVerwendung bei Zimmertemperatur gasförmiger Quencher beschränken.

Den im folgenden beschriebenen Untersuchungen lag eine Veröffentlichungvon H.-P. Didra und M. Baumann (1996) vom Physikalischen Institut der Uni-versität Tübingen zugrunde, in der das Quenching der 53P0,1,2-Zustände in Cd Imit verschiedenen molekularen Stoßpartnern beschrieben wird. Die Erklä-rung des Mechanismus dieser quenchenden Stöße geht zurück auf das sog.Bauer-Fisher-Gilmore(BFG)-Modell (Bauer et al, 1969), nach dem über dieBildung eines während des Stoßes entstehenden „ionischen Zwischenkom-plexes“ („intermediate ionic complex“) aus dem angeregten Atom und demstoßenden Molekül die Anregungsenergie des Atoms in das Schwingungs-spektrum des Moleküls relaxiert. Die größten Quenching-Wirkungsquer-schnitte σ0 für die 53PJ-Zustände in Cd I wurden von Didra und Baumannangegeben für molekularen Wasserstoff (H2, σ0 = 5,5 · 10 -

1 6 cm2) und Ethylen(C2H4, σ0 ~ 90 10 - 1 6 cm2), σ0 für Methan lag dagegen nur bei etwa10 -3 · 10-16 cm2. Die beiden erstgenannten Gase wurden auch hier erprobt,allerdings mit negativem Ergebnis: Nach Einlassen in die heiße Heatpipebrachen sowohl der Wasserstoff- als auch der Ethylen-Partialdruck innerhalbweniger Sekunden zusammen, ebenso verschwand die Absorption des Stron-tiums auf der Interkombinationslinie. Im Falle des Ethylens kann dies mitdem Bruch der C-C-Doppelbindung und anschließenden Reaktionen mitStrontium erklärt werden, Wasserstoff hingegen diffundiert in den Stahl derVakuum-Apparatur und verbindet sich mit Strontium zum Hydrid mit hohemSiedepunkt. Zusammen mit Methan konnte zwar ein H2-Partialdruck von ei-nigen 10 mPa (0,1 mTorr) aufrecht erhalten werden, ein Unterschied zu denausschließlich mit CH4 erhaltenen Spektren konnte allerdings nicht fest-gestellt werden, so daß Wasserstoff nicht weiter in Betracht gezogen wurde.

Da aufgrund des kleinen Quenching-Querschnittes von Methan keine si-gnifikante Erhöhung der aufgenommenen Linien beobachtet werdenkonnte, war die zunächst zu klärende Frage, wie eine zumindest qualitativeBeurteilung seiner quenchenden Eigenschaften gewonnen werden konnte.Wie schon erwähnt, sollte sich eine Reduzierung der Lebensdauer des mitt-leren Anregungsniveaus in einer Verringerung der Linienstärke desantikollinearen Störsignales äußern. Ein anderer Zugang erschließt sich ausAbb. 42. Sie zeigt das zeitabhängige, von der Photodiode PD2 (Abb. 22)empfangene Absorptionssignal auf der zweiten Anregungsstufe in demMoment, in dem der Farbstofflaser auf der Interkombinationslinie über denLamb-dip des 88Sr scannt. Der Diodenlaser ist dabei in Resonanz mit 86Sr.

72

Wie aus dem Maßstab ersichtlich, ist ein Zeitintervall von etwa 18 ms dar-gestellt, was bei einer Samplingzeit von 7,5 ms pro Kanal kleiner als die Zeitwar, die der Farbstofflaser benötigte, um über ein Intervall von der Längeder vollen Halbwertsbreiten der zweifach Doppler-freien Signale zu fahren.Die Aufzeichnung des Signals erfolgte durch Speicherung des Ausgangs-signals des Photodiodenverstärkers im Moment der zweifach Doppler-freien 88Sr-Resonanz (beobachtet am Ausschlag des Zeigerinstruments, dasan der Frontplatte des Lock-in-Verstärkers dessen Ausgangsspannung an-zeigt) mit Hilfe eines Speicheroszillographen (HAMEG HM 408) und an-schließende Ausgabe an einen angeschlossenen Schreiber (Linseis LY 1800).

Abb. 42: Intermoduliertes Eingangssignal des Lock-in-Verstärkers bei Überscannen derzweifach Doppler-freien 88Sr-Linie. Diodenlaser in Resonanz mit 86Sr. Pumpstrahlenparallel linear polarisiert; Puffergas: 3,6 Pa (27 mTorr) Xe; 1,96 ms = 1/(510 Hz) =1/(AM-Frequenz des antikollinearen Pumpstrahls); Absorption jedes Pump-strahls: 27 %; Gesamtabsorption: 38 %. Linie „0“ gewonnen durch Abblockung desFarbstofflasers, Linie „1“ (100 % Absorption) durch Abblockung des Diodenlasers.

Man erkennt die durch beide Amplitudenmodulationen erzeugte Inter-modulation sowie zwei durch Abblockung jeweils eines der beiden Anre-gungslaser gewonnene Linien für 0 % und 100 % Absorption des Sonden-strahls. Da diese Messung mit parallelen Polarisationen der beiden Pump-strahlen erfolgte, sind die durch jeden einzelnen Pumpstrahl erzeugtenAbsorptionen mit 27 % gleich groß, die Gesamtabsorption aufgrund Sätti-gung jedoch kleiner als ihre Summe, sie beträgt 38 %.

Für den Fall orthogonaler Polarisationen der beiden Pumpstrahlen solltendie durch jeden der beiden erzeugten Absorptionen jedoch unterschiedlichsein. Zusätzliche Verwendung eines quenchenden Gases sollte darüber hin-aus die antikollineare Absorption weiter unterdrücken. Genau dies war im

73

Falle des Methans zu beobachten, Abb. 43 zeigt das Abb. 42 entsprechendePhotodiodensignal mit 5,3 Pa (39,4 mTorr) Xenon, Abb. 44 dagegen mit 4,8Pa (36,1 mTorr) CH4. In Abb. 45 sind einige, aus der gleichen Meßreihestammende Spektren bei Resonanz des Diodenlasers mit 86Sr bei Variationdes Methan-Druckes dargestellt, mit denen das Verschwinden des anti-kollinearen Störsignals demonstriert werden konnte.

Abb. 43: Das Abb. 42 entsprechende Signal für orthogonale lineare Polarisierung der beidenPumpstrahlen. Puffergas: 5,3 Pa (39,4 mTorr) Xenon; Linien der 100 % und 0 %Absorption nicht aufgezeichnet, deutlich ist allerdings zu erkennen, daß die vonbeiden Pumpstrahlen erzeugten Absorptionen des Diodenlasers verschieden sind(gestrichelte Linien).

Abb. 44: Das Abb. 42 entsprechende Signal, jetzt zusätzlich mit 4,8 Pa (36,1 mTorr) Methan.Die Skalierung entspricht der in Abb. 43. Die Differenz der von beidenPumpstrahlen erzeugten Absorptionen des Diodenlasers ist größer als im Falle desPuffergases Xenon, was auf Quenching hindeutet.

74

Abb. 45: Antikollineares Störsignal in Abhängigkeit vom Methan-Druck bei intermoduliert(AM) aufgezeichneten Spektren. Resonanz des Diodenlasers mit 86Sr. FünfterMeßkanal: synchron aufgenommenes Transmissionsspektrum eines konfokalenFabry-Perot-Interferometers mit 150,4 MHz freiem Spektralbereich; Verstärkungenim ersten und vierten Meßkanal dreimal so groß wie im zweiten und dritten. BeiMethan-Drücken p > 6,3 Pa ist das antikollineare Störsignal nicht mehr zuerkennen, allerdings wirken sich die auftretenden Verbreiterungen nachteilig aufdie Selektivität aus.

Aufgrund des geringen Quenching-Wirkungsquerschnittes des Methanskommt es allerdings bei sich deutlich auswirkenden Quenchingraten zu star-ken Verbreiterungen aller im Spektrum vorkommenden Linien (Abb. 45),insbesondere der einfach Doppler-freien Störsignale. Die zweifach Doppler-freie 86Sr-Resonanz wird dadurch breiter und kleiner, während die ent-sprechende 88Sr-Resonanz durch die weiter reichenden Signalflanken derStörsignale angehoben wird, so daß die bei niedrigeren Drücken erreichbareAnhebung des 86Sr nicht mehr beobachtet werden kann. In der Folge wurdezwar weiterhin CH4 als Puffer- und Quenching-Gas verwendet, allerdingsbei Drücken um 0,27 Pa (2 mTorr).

15

Weiterhin wurde untersucht, ob bei Verwendung eines Quenchers diePumpleistung auf der Interkombinationslinie erhöht werden konnte. In derTat war eine Anhebung der Leistungen von kollinearem und antikollinearemauf jeweils 7,5 mW möglich, ohne daß die zweifach Doppler-freien Signalesignifikant verbreitert worden wären. Dagegen führte eine Vergrößerung derAbsorption über den bisher eingestellten Wert von 4-5 % zu starken Linien-verbreiterungen, so daß dieser weiterhin beibehalten wurde.

Abb. 46: Amplituden- (oben) und frequenzmoduliert (darunter) aufgenommene Spektren beiResonanz des Diodenlasers mit 84Sr. Dritter Meßkanal: zur Kalibrierung synchronaufgenommenes Transmissionsspektrum eines konfokalen Fabry-Perot-Inter-ferometers mit 150,4 MHz freiem Spektralbereich. Puffergas: 0,16 Pa (1,2 mTorr)bzw. 0,21 Pa (1,6 mTorr) Methan; Pumpleistung kollinear/antikollinear: jeweils7,5 mW, Leistung des Sondenstrahles: 20 μW; Absorption auf der Interkombi-nationslinie: 5 %; Spektraler Hub der Frequenzmodulation: 9,3 MHz (0,5 mm Hubdes Schwingspiegels).

76

5.3.4 Abschätzung von Selektivität und Nachweisgrenze

Mit den im letzten Abschnitt angegebenen Meßparametern wurden Spektrenaufgenommen, mit deren Hilfe nunmehr sowohl die Selektivität für das Model-lisotop 84Sr gegenüber den übrigen Isotopen als auch die Nachweisgrenze desVerfahrens abgeschätzt werden sollen. Des weiteren soll eine Abschätzungfür die erreichbare Selektivität von 90Sr gegenüber den stabilen Isotopen er-folgen. Abb. 46 zeigt amplituden- und frequenzmoduliert gewonnene Spek-tren bei Resonanz des Diodenlasers mit 84Sr.

Abb. 47: Spektren mit den gleichen Meßparametern wie in Abb. 46 bei 12 % Absorption auf derInterkombinationslinie. Mitte: Diodenlaser in Resonanz mit 86Sr, darüben um100,3MHz bezüglich 88Sr auf zweitem Übergang verstimmt, so daß kollinearesStörsignal von 86Sr und antikollineares von 88Sr gerade zusammenfallen. Aufgrund derSättigung der Absorption des Diodenlasers entsteht an dieser Stelle eine zusätzlicheResonanz, die für hohe Absorptionen auch bei anderen Werten der Verstimmung nochgenau zwischen den beiden oben genannten Störsignalen beobachtbar ist (Pfeil).

Zur Abschätzung der Selektivität von 84Sr gegenüber den übrigen stabilenIsotopen wurden alle auftretenden Linien in den Spektren aus Abb. 46 ge-fittet und ihr Anteil an der Position der Linie dieses Modellisotops mit Hilfeder Linienabstände aus Tabelle 6 bestimmt. Das Verhältnis von 84Sr-Signalzum Untergrund aus allen anderen Signalen ist dann die gesuchte Selekti-vität. Die Größe „Signal“ ist hierbei stets definiert als die Fläche unter derLinie, berechnet durch Summation der Kanalwerte über ein Intervall, dasetwas größer als die Halbwertsbreite ist, abzüglich des Mittelwertes derentsprechenden Summen über je ein Intervall von gleicher Breite beider-seits der Linie. Hierzu wurden die von dem Meßprogramm zunächst ineinem digitalen Format gespeicherten Spektren mit diesem in ASCII-For-mat gewandelt. Diese 16 000 Werte umfassenden Datensätze wurden dannmit Microsoft Excel durch Mittelwertbildung über jeweils fünf Werte auf je

78

3 200 Werte reduziert. Der Signalanteil der anderen Resonanzen an derStelle der zweifach Doppler-freien 84Sr-Linie wurde aus den berechnetenLorentz-Fits gewonnen. Dieser Anteil ist dann noch mit der Zahl derKanäle, über die die zweifach Doppler-freie 84Sr-Linie integriert wird, zumultiplizieren. Die Abstände der Signale untereinander wurden mit Hilfeder Frequenzmarken bestimmt. Die als Ergebnis erhaltenen Daten sind inTabelle 6 aufgeführt.

Tab. 6: Durch Lorentz-Fits bestimmte Linienbreiten (FWHM) für das Spektrum in Abb. 46.Diodenlaser in Resonanz mit 84Sr. Dritte Spalte: Linienpositionen relativ zu 84Sr.

(5.12)

79

a) der zentrale Linienverlauf (im weiteren auch das „zentrale Minimum“genannt) der durch Gl. (5.12) beschriebenen Funktion eine um den Fak-tor 0,3273 kleinere Halbwertsbreite hat als die ursprüngliche Lorentz-Funktion in Gl. (5.11);

b) der Funktionswert der zentralen Extremstelle sich zu (2/Γ2) · L0 (Γ inMHz) errechnen läßt.

Aus den ermittelten Breiten der zentralen Minima läßt sich damit unterAnwendung von Gl. (5.12) der Anteil der Linien an der 84Sr-Position be-rechnen. Hierbei fiel auf, daß der Anteil der Störsignale dort im Falle derzweiten Ableitung nur noch von der Größenordnung des Anteils der zwei-fach Doppler-freien Linien ist. Tabelle 7 zeigt die für die Abschätzung rele-vanten Daten.

Tab. 7: Breiten (FWHM) der zentralen Minima für das frequenzmoduliert gewonneneSpektrum in Abb. 47. Diodenlaser in Resonanz mit 84Sr. Dritte Spalte: Linien-positionen relativ zu 84Sr.

womit die Größenordnung des angestrebten Wertes erreicht wird.

Zur Abschätzung der Nachweisgrenze wurde der Diodenlaser zunächst inResonanz mit 84Sr gebracht, die Position durch einen Scan des Farbstoff-lasers über die gesamte Dopplerbreite der Interkombinationslinie verifi-ziert. Im Anschluß daran erfolgte die Änderung der Rampenverstärkungder Scansteuerung, und damit eine Verkleinerung des Scanbereiches vonetwa 760 MHz auf etwa 20 MHz. Die zweifach Doppler-freie 84Sr-Liniewurde dann über eine Scandauer von 120 s mit einer Auflösung von 16 000Kanälen und einer Integrationszeit von 30 ms aufgenommen. Anschließenderfolgte eine Wandlung der erhaltenen Spektren mit Hilfe der Meßsoftwarein ASCII-Dateien und danach unter Verwendung von Microsoft Excel eineGlättung durch Faltung mit einer Gauß-Funktion mit einer Halbwertsbreitekleiner als die Signalbreite. Abb. 48 zeigt das erhaltene Spektrum und denzugehörigen Lorentz-Fit für den amplitudenmodulierten, Abb. 49 Roh-

80

und geglättetes Spektrum für den frequenzmodulierten Fall bei einer Halb-wertsbreite der Gauß-Funktion von einem Drittel der Breite des zentralenMinimums. Aus Abb. 50 wird ersichtlich, daß diese Linie Lorentz-Form hat.

Abb. 48: Lorentz-Fit (oben, durchgezogene Linie) der in AM-Intermodulation erhaltenenzweifach Doppler-freien 84Sr-Linie. Diodenlaser in Resonanz mit 84Sr. Darunter:Differenz Linie – Fit; Puffergas: 0,19 Pa (1,4 niTorr) Methan; Linienbreite: 2,8 MHz(FWHM); gesamter Scanbereich: ca. 20 MHz; Scandauer: 120 s; Zahl der aufge-nommenen Kanäle: 16 000; Integrationszeit: 30 ms.

Zunächst mußte aus dem Spektrum wieder die Größe „Signal“ durch Be-rechnung der Fläche unter der Signalkurve über die Breite der Linie ge-wonnen werden. Die Größe „Rauschen“ ist dabei zu ermitteln aus derStandardabweichung des Untergrundes, bestimmt aus einer Reihe meh-rerer, unter den gleichen Bedingungen entstandener Spektren. Da jedocheinerseits die Reproduzierbarkeit des Scan-Startpunktes nach erfolgtemScan-Rücklauf des Farbstofflasers nicht ausreichte, um bei dem gewählten,kleinen Wellenzahlintervall immer wieder den gleichen Ausschnitt zu er-halten, andererseits die Drifts des Diodenlasers nach spätestens drei Scans

81

Abb. 49: Glättung der in AM-FM-Intermodulationstechnik erhaltenen 84Sr-Linie. SpektralerModulationshub: 9,3 MHz (0,5 mm Hub des Schwingspiegels); Puffergas: 0,21 Pa(l,6 mTorr) Methan. Die Glättung erfolgte mittels Faltung der Linie mit einerGauß-Funktion, deren Breite ein Drittel der Breite des zentralen Minimums betrug.

eine Neuabstimmung nötig machten, wurde folgender Weg der Auswertunggewählt: Aus der Kenntnis der bisher aufgenommenen Spektren erschien eszunächst sinnvoll, die Schwankung des Untergrundes in einem optimal ge-troffenen Spektrum als Abschätzung für das Rauschen nach oben anzu-nehmen. Dies geschah durch Mittelwertbildung der beiden Flächen, die mandurch Integration (Addition der Beträge der Meßwerte) über Bereiche bei-derseits der Linie gewinnt, deren Breite gleich der der Linie ist. „Rauschen“ist dann hier definiert als die mit dem Faktor 3 multiplizierte Standardab-weichnung dieses Mittelwertes. Hiermit wurde dieses hier speziell definierte„Signal-Rausch-Verhältnis“ (S/N) = 38,25.

Bei einer Absorption des Strontiumdampfes von 5 % und einem Anteil von84Sr am natürlichen Isotopengemisch von 0,56 % beträgt die Absorptiondieses Isotops 2,8·10~4. Um daraus die Nachweisgrenze zu bestimmen,mußte zunächst untersucht werden, wie die Signale der zweifach Doppler-freien Linien derjenigen Isotope, mit denen der Diodenlaser in Resonanzist, von deren relativer Häufigkeit abhängen. Hierzu wurde der Diodenlasernacheinander auf die Isotope 84Sr, 86Sr und 88Sr abgestimmt und die be-treffenden Linien wie oben beschrieben ausgewertet. Wie gezeigt wurde,weicht für hohe Isotopengehalte, sehr deutlich bei Resonanz des Diodenla-sers mit 88Sr, die Signalform der Resonanzen immer stärker von der Lo-rentz-Form ab. Für Gehalte unterhalb 10 % kann dagegen angenommenwerden, daß die Lorentz-Form gegeben ist (Abb. 48), und damit der funk-

82

tionale Zusammenhang zwischen Isotopengehalt und zugehörigem zweifachDoppler-freiem Zweistufensignal des mit dem Diodenlaser in Resonanzstehenden Isotops linear interpoliert werden kann (Abb. 50).

83

5.3.5 Polarisationsspektroskopische Messungen

Zur Gewinnung polarisationsspektroskopischer Signale wurden die Polari-sationen von Sonden- und antikollinearem Pumpstrahl mit Hilfe der imStrahlengang befindlichen λ/2-Plättchen horizontal gestellt, die Polarisationdes kollinearen Pumpstrahles unter 45° dazu.

Der den Sondenstrahl auskoppelnde Strahlteiler (s. Abb. 22, s. S. 52) wurdeso gedreht, daß der Einfallswinkel vom Brewster-Winkel abwich, um uner-wünschte Polarisationseffekte bei der Reflexion zu vermeiden. Die Durch-laßrichtung eines zusätzlichen Polarisators (des „Analysators“) zwischendiesem Strahlteiler und Reflexionsgitter wurde zur Polarisationsrichtungder Laserdiode gekreuzt bzw. mit einem Offset von wenigen Winkelgradenversehen (zur Polarisationsspektroskopie und den hierbei auftretenden Li-nienformen siehe z. B. Wiemann und Hänsch (1976) oder Stert und Fischer(1978)). Abb. 51 zeigt auf diese Weise gewonnene Spektren für Resonanzdes Diodenlasers mit 88Sr und 86Sr mit einem um 2° geöffneten Analysator.Das schlechte Signal-Rausch-Verhältnis war durch noch nicht optimierteexperimentelle Parameter bedingt, es sei hier aber insbesondere auf die Li-nienform der Störsignale hingewiesen: Sie zeigen offensichtlich disper-sionsförmige Profile, die zu einem sehr großen Überlapp im Falle der Re-sonanz mit 88Sr führen. Bei Resonanz mit 86Sr erzeugt dies ein recht kom-pliziertes Spektrum, das in dieser Form für den Nachweis nicht brauchbarwäre. Aus diesem Grunde blieben die Untersuchungen auf die beschriebe-nen sättigungsspektroskopischen Messungen beschränkt.

Abb. 51: Polarisationsspektroskopisch und intermoduliert (AM) aufgenommene Spektren beiResonanz des Diodenlasers mit 88Sr und 86Sr. Sonden- und antikollinearerPumpstrahl horizontal linear polarisiert, kollinearer Pumpstrahl unter 45° zubeiden; Analysator um 2° geöffnet; Puffergas: 2,8 Pa (21 mTorr) Methan.

85

6. Diskussion

6.1 Linienformen

Sowohl die einstufigen als auch die einfach Doppler-frei aufgenommenenSpektren bestehen aus Linien mit weitestgehend Lorentz-förmigem Profil. Li-nien in den zweifach Doppler-freien Spektren lassen sich dagegen nur dann miteinem einzigen Lorentz-Profil fitten, wenn sie von Isotopen erzeugt werden, die

- auf dem zweiten Übergang durch den Diodenlaser nichtresonant an-geregt werden, oder

- bei nur geringer Teilchendichte resonant angeregt werden (84Sr).

Alle anderen Linien (z.B. die zweifach Doppler-freie Linie von 88Sr beiResonanz des Diodenlasers mit demselben Isotop) zeigen in ihrem Sockeldeutliche Reste der breiten, einfach Doppler-freien Linienprofile, auf diedas zweifach Doppler-freie, schmale Profil aufgesetzt ist. Dieser Effekt kannauch für 88Sr durch Reduzierung der Sr-Teilchendichte verringert werden.

6.2 Linienbreiten

Der Vergleich von Abb. 23 s. S. 56 mit Abb. 30, s. S. 62 zeigt, daß die Breitender zweifach Doppler-freien Linien der nichtresonant angeregten Isotopeund die der einstufigen Lamb-dips von der gleichen Größenordnung (2 . . .3 MHz) sind; tendenziell sind jene allerdings etwas breiter.

Für die Breiten der antikollinearen und kollinearen einfach Doppler-freienLinien kann ein Vergleich mit der Theorie von Feld und Javan (1969) ange-stellt werden. Nach Gleichungen (3.9) und (3.10) sollten sie sich gerade umdie doppelte Breite des mittleren Zustandes (53P1) unterscheiden. Entspre-chend Gleichungen (5.3) und (5.4) beträgt die Breite der Interkombina-tionslinie bei einem Druck von ρ = 3,33 Pa Xe (25 mTorr) g10 = 2,2 MHz(Notation s. Abb. 5, s. S. 16), woraus mit gi = 0 (Grundzustand) folgt:

2 γo = 4 γ10 = 8,7 MHz. (6.1)

Im Beispiel der bei 25 mTorr Xe-Druck aufgenommenen Spektren aus Abb. 27betragen die Breiten der kollinearen und antikollinearen 88Sr-Linien ra n t i k o l l =39,8 MHz und Γkoll = 57,5 MHz, woraus man als Meßwert für 2γ0 erhält:

(6.2)

87

und damit eine gute Übereinstimmung zwischen den theoretischen Voraus-sagen und dem Experiment.

für die Verbreiterungsraten:

Die gemessene Druckverbreiterung der Interkombinationslinie ist mit 9,3MHz/Torr mehr als doppelt so groß, der errechnete Wert liegt zudem au-ßerhalb der Fehlergrenzen. Die Druckverbreiterung der Triplettlinie wurdevon der Verbreiterung der einfach Doppler-freien Linien abgeleitet undebenfalls mit 24,3 MHz/Torr zu groß gemessen. Da allerdings beobachtetwurde, daß sich bei hohen Puffergasdrücken die Absorption des Sr-Dampfesdeutlich erhöhte, kann gefolgert werden, daß die durch das Puffergas be-dingte Erhöhung des Diffusionswiderstandes des Dampfes und die damitverbundene Erhöhung der Sr-Sr-Stoßfrequenz für einen weiteren Ver-breiterungsmechanismus bei den durchgeführten Messungen führte; beiMessungen an der Triplettlinie kommt hinzu, daß die Streuung der Meß-werte um die Regressionsgerade recht groß ist. Demgegenüber war beikonstantem, niedrigen Puffergasdruck und Erhöhung der Absorption keineEigendruckverbreiterung der Linien meßbar, so daß der o. g. Meßwert nurals sehr grober Anhaltspunkt für eine Messung der Druckverbreiterung inMeßzellen dienen kann, in denen der genannte Effekt vermieden wird.

6.4 Linienpositionen

Sowohl aus dem Spektrum der Interkombinationslinie, als auch aus denzweifach Doppler-freien Zweistufen-Spektren ließen sich Werte für die TISder stabilen Isotope mit gerader Massenzahl gegenüber 88Sr auf beidenÜbergängen gewinnen. Die Ergebnisse sind in Tabelle 8 mit den aus denKing-Plots in Abschnitt 3.1 erhaltenen Werten aufgetragen und zeigen guteÜbereinstimmung, wobei die theoretischen Werte aufgrund der schmalenDatenbasis mit größeren Fehlern behaftet sind.

Mit den Werten aus Tab. 8 ist auch ein Test der theoretischen Voraussagenfür die Abstände der Isotopenlinien bei einfach Doppler-freien Spektrenmöglich. Die Ergebnisse sind in Tab. 9 angeführt und zeigen ebenfalls guteÜbereinstimmung.

89

Tab. 8: In dieser Arbeit gemessene TIS (bezogen auf 88Sr) der stabilen Sr-Isotope mit geraderMassenzahl auf der Interkombinationslinie und der Triplettlinie.

Tab. 9: In dieser Arbeit gemessene Linienabstände (bezogen auf 88Sr) der stabilen Sr-Isotopemit gerader Massenzahl in einfach Doppler-freien Spektren sowie die aus denMeßwerten für die TIS aus Tab. 8 berechneten Werte (Summe oder Differenz derjeweiligen TIS auf beiden Übergängen).

Tab. 10:

6.5

Erhaltene Selektivitäten SAM(84), SFM(84) für das Modellisotop 84Sr gegenüber denstabilen Sr-Isotopen bei Detektion in AM- und AM-FM-Intermodulationstechniksowie nach Extrapolation auf die zu erwartenden Linienpositionen und -stärkenabgeschätzte Selektivität SFM(90) des Radioisotops 90Sr gegenüber stabilemStrontium. Aufgrund der niedrigen Selektivität bei AM-Intermodulation wurdehier auf diese Extrapolation verzichtet.

Selektivität

Durch Messungen mit optimierten Meßparametern konnte zum einen nachAuswertung der aufgenommenen Spektren, zum anderen nach Extrapola-tion auf die zu erwartenden Linienpositionen und -stärken festgestellt wer-den, daß mit der kombinierten AM-FM-Intermodulationstechnik die ange-

90

strebte Selektivität von S = 5 · 105 für das Modellisotop 84Sr von der Grö-ßenordnung her erreicht, für das Radioisotop 90Sr sogar übertroffen wurde.Eine reine AM-Intermodulationstechnik lieferte schon für das Modellisotopaufgrund der zusätzlich auftretenden Resonanzen (der „Störsignale“) dieerforderliche Selektivität nicht, so daß hier eine Extrapolation auf das Ra-dioisotop nicht vorgenommen wurde. Tabelle 10 stellt die erhaltenen Wertezusammen.

6.6 Nachweisgrenze

Bei Resonanz des Diodenlasers mit 84Sr wurde die Linie dieses Isotopslangsam gescannt und aus dem erhaltenen Spektrum bei bekannter Ab-sorption auf der Interkombinationslinie das Signal-Rausch-Verhältnis be-stimmt. Dieses Verfahren stellt eine Näherung dar, da es aufgrund appara-tiver Unzulänglichkeiten (nicht ausreichende Reproduzierbarkeit desScanstartpunktes, Modensprünge während des Scans) nicht möglich war,ohne unverhältnismäßig hohen Aufwand eine Serie von einigen zehn solcherSpektren aufzunehmen, um aus der zeitlichen Schwankung des Unter-grundes die wahre Größe „Rauschen“ zu bestimmen.

Als Nachweisgrenze ergab sich eine 90Sr-Aktivität von 16 mBq, womit derangestrebte Wert von 10 Bq (Größenordnung der Aktivität in 11 Regen-wasser nach dem Tschernobyl-Unfall) erreicht und sogar weit übertroffenwerden konnte. Begünstigt wurde dieses Ergebnis dadurch, daß die Opti-mierung der Spektren von vornherein bei niedrigen Sr-Absorptionen er-folgten (ca. 5 % ungesättigt auf der Interkombinationslinie), wobei die Ab-sorption des Modellisotops nur etwa 0,6 % hiervon beträgt.

91

7. Ausblick

Eine weitere Absenkung der Nachweisgrenze erscheint nach Reduzierung desIntensitätsrauschens des Diodenlasers möglich. Trotz seines beschriebenenFrequenzjitters, der vermutlich durch Schwankungen der Diodenlaser-Strom-quelle im μΑ-Bereich erzeugt wurde, und obwohl die Messungen durchwegmit zugeschalteter Frequenzstabilisierung des Diodenlaser-Spektrometers er-folgten, betrug der Anteil dieses Rauschens an der emittierten Intensität nichtmehr als der von J. Bernhardt (1993) spezifizierte Wert von etwa 0,05 %, wassich aber angesichts der kleinen Lamb-dip-Signale immer noch als zu groß er-weist. Nicht nur der beschriebene Frequenzjitter und das beobachtete Inten-sitätsrauschen, sondern auch auftretende Rückkopplungen, insbesondere ausdem 1 GHz-Spectrum-Analyser, und die damit verbundene leichte Anfällig-keit der Laserdiode für Modensprünge lassen es angeraten erscheinen, dasDiodenlaser-Spektrometer zumindest teilweise zu überarbeiten bzw. sogar neuaufzubauen. Dabei sollte insbesondere beachtet werden, daß Laserkopf undOptik in einem kompakten Gehäuse untergebracht werden, das zudem nochvor Temperatur- und Luftdruckschwankungen im Raum schützt. Solche Lasersind heute schon kommerziell erhältlich, bieten für spektroskopische Zweckeausreichende Frequenzstabilität, einen weiten Durchstimmbereich um eineZentralwellenlänge ohne Modensprünge (z.B. 15 nm gesamter Durchstimm-bereich um λ = 690 nm), wobei Intensitätsstabilitäten von 0,01 % erreicht wer-den (Fa. LASER 2000 GmbH, Mod. ECU-2001). Ein solcher Laser könnteauch zwecks Verbesserung der Praktikabilität des Verfahrens für die Anregungder ersten Stufe verwendet werden.

Als problematisch erwies sich die ursprünglich vorgesehene Magnetfeld-kompensation des die Heatpipe umgebenden Volumens. Die Kompensationwar in Form von Stabmagneten ausgeführt, das Feld im Außenbereichkonnte damit allerdings nur unzureichend kompensiert werden. Eine Feld-messung im Inneren der Heatpipe war nicht möglich, da einerseits der Ofennicht ohne weiteres geöffnet werden konnte (Durchoxidation des Sr-Vor-rates nach Luftkontakt), andererseits eine Messung im geheizten Zustand(etwa mit einer Hall-Sonde) nicht möglich war. Die elektrische Heizungselbst lieferte keinen Beitrag, wie Messungen abwechselnd mit Gleich- undWechselstromheizungen zeigten, bei denen sich keine signifikante Ände-rungen in den erhaltenen Spektren ergaben. Eine Lösung wäre hier sichereine Spulenanordnung aus Helmholtz-Spulenpaaren zur kontrolliertenKompensation aller drei Feldkomponenten. Dies war jedoch bei der jetzigenAnordnung aus geometrischen Gründen nicht durchführbar.

Im Rahmen der übergeordneten Zielsetzung eines Nachweisverfahrens für90Sr-Gehalte im Regenwasser erscheinen zur Gewinnung von verläßlichenMeßwerten aus realen Wasserproben noch folgende weitere Untersuchungenerforderlich:

93

• Probennahme und -Vorbereitung:

Nach Sammeln der Regenwasserprobe erfolgt zunächst eine naßchemischeAufkonzentration des in ihr enthaltenen Strontiums. Ein komplexbildenderKronenether (Butylcyclohexano-18-Krone-6), dessen Krone bevorzugtKomplexe mit Strontium bildet (Horwitz et al, 1991), ist von der FirmaEIChroM Industries, Inc. (Darien, USA) unter der ProduktbezeichnungSr*Spec erhältlich und erlaubt Aufkonzentrationen bis zu einem Faktor von20. Die chemische Aufbereitung der Proben erfordert grundsätzlich eineKontrollmöglichkeit der Reaktionsausbeute. Dies kann bei Strontium bei-spielsweise mit dem γ-aktiven Isotop 85Sr erfolgen, dessen Nachweis, auchim Hinblick auf eine mögliche Behandlung im Graphitrohr (s. u.) weitereProzeßschritte nötig macht. Dadurch erscheint zwar ein zusätzliches Isotopim Spektrum, sein Signal wird sich allerdings durch die vorhandene Hyper-feinstruktur auf mehrere Komponenten verteilen.

• Atomisierung im Graphitrohr:

Es ist zu klären, ob durch Überführung der nach der Vorbehandlung er-haltenen Sr-Verbindung (z.B. SrCl2) in eine leichter thermisch dis-soziierende (z.B. SrI2) eine Absenkung der Atomisierungstemperatur aufWerte unterhalb 1 500 0C möglich ist. Hierdurch kann der auf den Detektorgelangende Anteil der gerade in dem verwendeten, langwelligen Bereichdes sichtbaren Spektrums noch recht starken thermischen Ofenstrahlungund das von ihr erzeugte Rauschen niedrig gehalten werden. Die Verbin-dung muß sicherlich frei von Sauerstoff sein, um die Bildung von Stron-tiumoxid zu verhindern, das wesentlich höhere Temperaturen zur Ther-molyse erfordern würde, (vgl. Atom-Absorptions-Spektrometrie (AAS):Atomisierungstemperatur von Strontium: δ = 2 500 0C). Weiterhin ist zubeachten, daß es in quer- oder längsbeheizten Graphitrohren infolge desPipettierloches und der unsymmetrischen Stromverteilung zur Ausbildungeines nicht vernachlässigbaren magnetischen Feldes kommen kann, was ggf.eine Überarbeitung des Konzeptes für die magnetische Kompensation er-forderlich macht.

• Laser-Frequenzstabilisierungen:

In der Atomisierungsphase wird die Absorption des erzeugten Atom-dampfes nur für wenige Sekunden anstehen. Experimente, in denen derFarbstofflaser über die Dopplerbreite der Interkombinationslinie gescanntwird, werden deshalb nicht möglich sein. Beide Laser müssen auf die jewei-ligen Übergangswellenlängen für 90Sr stabilisiert werden, auszuwerten istdann ein zeitabhängiges Absorptionssignal. In dieser Phase kann der bisher

94

verwendete Farbstofflaser ebenfalls durch ein Halbleiterlaser-Spektrometerdes beschriebenen Typs ersetzt werden, oder auch durch einen kommerziellerhältlichen, frequenzstabilisierten Laser (s. o.). Für die Interkombinations-linie ist eine Laser-Frequenzstabilisierung mit Hilfe eines Sr-Atomdampf-ofens schon realisiert (Gerstweiler, 1994, Abschn. 4.1.2). Durch Stabilisie-rung des Lasers auf eine σ-Komponente im Zeeman-aufgespaltenen Li-nienprofil von 88Sr wird über das angelegte Magnetfeld Abstimmbarkeit undzugleich Absolutstabilität erreicht. Noch nicht gelöst ist dabei allerdings dasProblem, auch den Diodenlaser auf dem gekoppelten Übergang zu sta-bilisieren. Dies könnte entweder durch eine absolute Stabilisierung aufeinen geeigneten Übergang geschehen (etwa auf eine passende Linie imIodspektrum), oder auch relativ, d. h. durch eine „starre“ Ankopplung desDiodenlasers an die spektrale Position des Farbstofflasers, z. B. dadurch, daßder spektrale Abstand beider Laser durch zwei Transmissionsmaxima un-terschiedlicher Ordnung eines Fabry-Perot-Interferometers mit geeignetemfreien Spektralbereich festgelegt ist. Eine Drift des Interferometers wirddann durch eine Stabilisierung auf den absolutstabilisierten Farbstofflasereliminiert.

95

8. Zusammenfassung

Im Rahmen des bearbeiteten Projektes wurde zunächst ein Konzept für daslaserspektroskopische Nachweisverfahren von 90Sr im Niederschlag erar-beitet. Danach ist die Probe im ersten Schritt der Vorbehandlung mit einemStrontium-spezifischen Ionentauscher (z.B. Sr Spec) aufzukonzentrieren.Im Anschluß daran erfolgt eine Überführung der nach Eluieren der Trenn-säule erhaltenen Sr-Verbindung (z. B. SrCl2) in eine sauerstoff-freie, ther-misch leicht dissoziierbare Verbindung (z. B. SrI2), die dann im Graphitrohrthermolysiert wird. Der spektroskopische Nachweis erfolgt in der Gasphasean atomarem Strontium durch hochauflösende, isotopenselektive Laser-spektroskopie auf der Basis Doppler-freier Spektroskopie zweier gekop-pelter optischer Übergänge in Sr I. Die Verfahrensschritte sind durch Pro-ben bekannter Konzentration und/oder durch Einbeziehen von γ-aktivem85Sr zu kalibrieren.

Die beschriebenen Arbeiten konzentrierten sich auf den spektroskopischenTeil des angestrebten Nachweisverfahrens. An den gekoppelten Übergängen51S0 —> 53P1 (Interkombinationslinie, λ1 = 689,4 nm, natürliche Linienbreite8 kHz) und 53P1 6

3S1 (λ2 = 688,0 nm, natürliche Linienbreite 12 MHz) in Sr Iwurde die Realisierbarkeit eines zweistufigen Anregungsverfahrens zumNachweis von 90Sr unter Berücksichtigung der Linien-Isotopieverschiebun-gen (TIS) dieses Isotops gegenüber den Linien der allgegenwärtigen stabilenIsotope untersucht. Der erste Übergang wurde mit einem mit dem FarbstoffDCM betriebenen Farbstoff-Ringlaser optisch gepumpt, die Absorption aufdem zweiten mit einem Sondenstrahl aus einem Diodenlaser-Spektrometernachgewiesen, das ebenfalls im Rahmen des Projektes insbesondere im Hin-blick auf die übergeordnete Zielsetzung eines kostengünstigen und schnellenNachweisverfahrens entwickelt wurde.

Zunächst wurden für beide Übergänge die Linienpositionen der Radio-isotope anhand von King-Plots abgeschätzt. Im Anschluß daran erfolgte inVorversuchen die Bestimmung von im Hinblick auf die Selektivität optima-len Meßparametern wie Sr-Absorption, Puffergasdruck und Pumpleistungfür einstufige, sättigungsspektroskopisch aufgenommene Spektren. DerPumpstrahl wurde dabei mit einem Chopper amplitudenmoduliert und dieAbsorption des Sondenstrahls mit einem Lock-in-Verstärker auf der Mo-dulationsfrequenz nachgewiesen. Daraufhin wurden zweistufige Messungenunter Verwendung eines wiederum amplitudenmodulierten Pumpstrahlesund des auf dem zweiten Übergang eingestrahlten Diodenlaser-Sonden-strahles vorgenommen. Grundsätzlich muß hierbei zwischen kollinearer undantikollinearer Einstrahlung der beiden Strahlen unterschieden werden, dasich in beiden Fällen sowohl unterschiedliche Breiten der optisch-optischenDoppelresonanzen, als auch verschiedene Abstände der Isotopenlinien

97

(Summe der TIS auf beiden Übergängen im antikollinearen Fall, Differenzim kollinearen) ergeben. Diese Resonanzen sind grundsätzlich Doppler-frei,werden aber hier zur Unterscheidung gegenüber der im späteren Nach-weisverfahren verwendeten Methode als „einfach Doppler-freie Zwei-stufen-Linien“ bezeichnet.

Sogenannte „zweifach Doppler-freie Zweistufen-Linien“ wurden durchgleichzeitige Einstrahlung von kollinearem und antikollinearem Pumpstrahlerzeugt. Amplitudenmodulation beider Strahlen mit unterschiedlichen Fre-quenzen und Nachweis der Absorption des Sondenstrahles auf der Inter-modulations- (Differenz-) Frequenz als Referenz lieferte im Unterschiedzum einfach Doppler-freien Fall Linien von der homogenen Breite der In-terkombinationslinie. Durch sukzessive Verstimmung des Diodenlasers aufdie stabilen Isotope 84Sr, 86Sr und 88Sr konnte experimentell gezeigt werden,daß das Signal des mit dem Diodenlaser in Resonanz stehenden Isotops ge-genüber den anderen deutlich angehoben werden konnte. Allerdings ent-stehen durch den Überlapp der einfach Doppler-freien nur mit jeweils einerder beiden Frequenzen amplitudenmodulierten Absorptionen „Störsignale“.Diese Artefakte kollinearer und antikollinearer Linien liegen symmetrischum die zweifach Doppler-freie Zweistufen-Linie jedes Isotops und verrin-gern aufgrund ihrer Breite die erreichbare Selektivität. Da aufgrund derDrehimpuls-Quantenzahlen der beiden angeregten Zustände die Polarisa-tionen der beiden Laser senkrecht zueinander linear polarisiert (allgemein:orthogonal) sein müssen, läßt sich das antikollineare Störsignal (das bei Re-sonanz des Diodenlasers mit 90Sr aufgrund der TIS auf den beiden Über-gängen mit der zweifach Doppler-freien Zweistufen-Linie von 90Sr beinahezusammenfällt) prinzipiell dadurch eliminieren, daß die Polarisation desentsprechenden Pumpstrahles parallel zu der des Diodenlasers gewählt wird.Die Sättigung wird dann nicht über die Besetzung des Zwischenzustandes,sondern über die des Grundzustandes erzeugt, weshalb auch das kollineareStörsignal erhalten bleibt. Hierbei ist allerdings zu beachten, daß magneti-sche Streufelder eliminiert werden müssen. Dies gelang mit einer einfachenKompensation nicht vollständig, so daß es aufgrund einer verbleibenden Mi-schung der magnetischen Quantenzahlen des 53P1-Zustandes nur zu einerteilweisen Unterdrückung des antikollinearen Störsignales kam.

Durch eine Kombination von Amplitudenmodulation und Frequenzmodu-lation wurde die erzielbare Selektivität weiter gesteigert. Hierzu wurde einspeziell für dieses Experimente entwickelter Frequenzmodulator (Schwing-spiegel mit Lautsprecherantrieb) erfolgreich eingesetzt. Die Summe ausAmplituden- und doppelter Frequenzmodulationsfrequenz registriertenSpektren zeigen schmalere Signale in zweiter Ableitung.

Da die Atome nach Anregung in den 63S1-Zustand auch in die Zustände53P0 und 53P2 gelangen und dort wegen deren langen Lebensdauer von 21 μS

98

für den Nachweiszyklus verloren sind, mußten Möglichkeiten gefundenwerden, die Triplettzustände durch löschende Stöße in den Grundzustandabzuregen (zu „quenchen“). Zu diesem Zweck wurde zum einen durch einKupferröhrchen von 3 mm Durchmesser in der Wechselwirkungszone derHeatpipe die Wahrscheinlichkeit für Wandstöße erhöht. Zum anderen wur-den verschiedene Gase zugesetzt, um so eine Relaxation auch durch Stößemit atomaren oder molekularen Stoßpartnern zu erreichen. Am ge-eignetsten erwies sich Methan, dessen quenchende Eigenschaften einerseitsanhand des mit steigendem Methandruck kleiner werdenden anti-kollinearen Störsignals, andererseits anhand des zeitabhängigen Absorp-tionssignals auf dem zweiten Übergang beurteit werden konnten. Mit stei-gendem Partialdruck stiegen allerdings auch die Linienbreiten an, so daß dieMessungen zur Abschätzung der erreichbaren Selektivität und der Nach-weisgrenze mit Drücken von höchstens 0,27 Pa (2 mTorr) erfolgten.

Zur Abschätzung der Nachweisgrenze wurde der Diodenlaser auf das mitnur 0,56 % im natürlichen Isotopengemisch enthaltene und hier als Modell-isotop betrachtete 84Sr abgestimmt und seine zweifach Doppler-freie Zwei-stufen-Linie (sowohl in Amplituden- als auch in Frequenzmodulation) lang-sam gescannt. Nach Glättung dieser Linie durch Faltung mit einer Gauß-Funktion konnte durch Integration das minimal nachweisbare Signal abge-schätzt werden. Aus diesem wurde mit Hilfe der bekannten Absorption aufder Interkombinationslinie und der mit der in der Heatpipe herrschendenTemperatur berechneten Dopplerbreite die Nachweisgrenze zu 2,8 · 10“3 pgbestimmt. Dies entspricht einer 90Sr-Aktivität von 16 mBq.

Die mit zusätzlicher Frequenzmodulation (FM) erzielte Selektivität für dasModellisotop 84Sr gegenüber den anderen stabilen Isotopen wurde zuSFM(84) = 1,4-105 abgeschätzt, sie liegt damit in der gleichen Größen-ordnung wie der für das Verfahren geforderte Wert von 5 · 105. Für die Se-lektivität von 90Sr ergibt sich trotz der spektral nahen Lage der Linie des Iso-tops 86Sr (Abstand nur etwa 16 MHz) eine Selektivität von SFM(90) =1,5 · 107, womit der angestrebte Wert für dieses Radioisotop erreicht werdenkonnte.

Zur Umsetzung der untersuchten laserspektroskopischen Detektion für Sr-Radionuklide in ein der Zielsetzung des Projektes entsprechendes, prakti-kables Nachweisverfahren für reale Niederschlagsproben bedarf es weitererUntersuchungen. So ist neben der Erarbeitung und Test einer Proben-vorbereitung mit der notwendigen Aufkonzentration und der Überführungin leicht thermolysierbare Sr-Verbindungen der Meßprozeß bei der Ato-misierung im Graphitrohrofen unter geeigneter Gasatmosphäre zu er-proben und zu optimieren. Das in diesem Fall nur wenige Sekunden an-stehende Nachweissignal stellt erhöhte Anforderungen an die spektraleStabilisierung der verwendeten Laser. Zur Reduktion des apparativen Auf-

99

wandes und zur Verbesserung der Praktikabilität ist es ferner erforderlich,das mit einem Ar+-Laser gepumpte Farbstofflasersystem durch einen zwei-ten, hinreichend intensiven Halbleiterlaser zu ersetzen. Da derartige La-serdioden inzwischen angeboten werden, ist davon auszugehen, daß in naherZukunft geeignete Laserdiodenspektrometer verfügbar sind.

Unter den genannten Voraussetzungen kann das Verfahren für Regen-wasserproben soweit entwickelt werden, daß es sowohl gegenüber dem bis-herigen Standardverfahren als auch gegenüber alternativen meßtechnischenAnsätzen (Monz et al., 1993; Abbadi et al., 1997; Zimmer et al., 1994) be-sonders hinsichtlich Investitions- und Bereitstellungskosten z.T. deutlicheVorteile bringen und den meßtechnischen Aufwand auf ein der Aufgabe,d. h. einen orientierenden, aber schnellen 90Sr-Nachweis, adäquates Maß re-duzieren kann. Die Zeitspanne von der Probennahme bis zum Vorliegenerster Meßwerte ist gegenüber dem bisherigen Standardverfahen deutlichgeringer. So dürfte zwar der Zeitaufwand für die Probenvorbereitung mitdemjenigen des bisherigen Standardverfahrens vergleichbar sein, bei derBestimmung der Isotopengehalte jedoch ist eine große Zeitersparnis zu er-warten, da nicht mehr die radioaktiven Gleichgewichte mit den sich nach-bildenden Tochternukliden und deren chemische Abtrennung abgewartetwerden müssen. Bei betriebsbereit vorgehaltener, kalibrierter Anlage kön-nen die spektroskopischen Messungen an mehreren Proben von trainiertemPersonal vorraussichtlich innerhalb eines Arbeitstages (ca. acht Stunden)durchgeführt und ausgewertet werden.

100

9. Literatur- und Quellenverzeichnis

9.1 Quellenangaben

ABBADI, S., DIERCKS, H., KNÖCHEL, A., SEN GUPTA, R., TÖDTER, K. (1997), „Rapidprocedures for the determination of radioactive Strontium isotopes in food and environmen-tal samples“, Kerntechnik 62, 2-3.

ANALOG DEVICES, Datenblatt AD 734.

BAUER, E., FISHER, E. R., GILMORE, F. R. (1969), „De-excitation of Electronically Ex-cited Sodium by Nitrogen“, J. Chem. Phys. 51, 4173 – 4181.

BENDER, D., BRAND, H., PFEUFER, V. (1984), „Isotope Shifts in Transitions between Low-Lying Levels of Sr I by Laser-Atomic-Beam Spectroscopy“, Z. Phys. A 318, 291 – 298.

BERNHARDT, J. (1993), „Elektronische Wellenlängenstabilisierung eines Laserdiodenspek-trometers sowie Ermittlung der Nachweisgrenze für Cs“, Diplomarbeit Universität Gießen.

BLECKER, C. R. (1992), „Entwicklung und Aufbau eines wellenlängenstabilisierten Laserdi-odenspektrometers sowie dessen Erprobung an der Cs-D2-Linie“, Diplomarbeit UniversitätGießen.

BRADLEY, C. C, CHEN, J., HULET, R. G. (1990), „Instrumentation for the stable Operationof laser diodes“, Rev. Sei. Instrum. 61, 2097 – 2101.

BUCHINGER, F., RAMSAY, E. B., ARNOLD, E., NEU, W., NEUGART, R., WENDT, K.,SILVERANS, R. E., LIEVENS, R, VERMEEREN, L., BERDICHEVSKY, D, FLEMING,R., SPRUNG, D. W. L. (1990), „Systematics of nuclear ground State properties in 78-100Sr bylaser spectroscopy“, Phys. Rev. C 41, 2883 – 2897.

BUNDESMINISTER FÜR UMWELT, NATURSCHUTZ UND REAKTORSICHERHEIT(Hrsg.) (1987), „Auswirkungen des Reaktorunfalls in Tschernobyl auf die BundesrepublikDeutschland, Zusammenfassender Bericht der Strahlenschutzkommission“, Stuttgart, NewYork: G. Fischer.

BUNDESMINISTERIUM FÜR GESUNDHEIT UND UMWELTSCHUTZ (Hrsg.) (1986),„Tschernobyl und die Folgen für Österreich (vorläufiger Bericht)“, Wien: Umweltbundesamt.

CULSHAW, W, KANNELAUD, J. (1964), „Hanle Effect in the He-Ne Laser“, Phys. Rev. 136,A1209-A1221.

DEMTRÖDER, W. (1977), „Grundlagen und Techniken der Laserspektroskopie“, Berlin, Hei-delberg, New York: Springer.

DIDRA, H.-P, BAUMANN, M. (1996), „Cadmium (51P1 -> 53Pj) excitation transfer and 53P1

intramultiplet relaxation by collisions with molecular gases“, Z. Phys. D 37, 29-37.

FELD, M. S. (1973), „Laser Saturation Spectroscopy in Coupled Doppler-Broadened Systems:How to Find α Needle in α Haystack“, in: Feld, M. S., Javan, A., Kurnit, N. A. (Eds.), „Fun-damental and Applied Laser Physics. Proceedings of the Esfahan Symposium, August 29 toSeptember 5, 1971“, New York, London, Sydney, Toronto: John Wiley & Sons.

FELD, M. S., JAVAN, A. (1969), „Laser-Induced Line-Narrowing Effects in Coupled Doppler-Broadened Transitions“, Phys. Rev. 177, 540 – 562.

GERSTWEILER, S. (1994), „Aufbau und Konstruktion einer Laserstabilisierung auf eine Zee-man-Komponente der Interkombinationslinie des Isotops 88Sr für einen Strontiumisotopen-nachweis“, Diplomarbeit Universität Gießen.

HABERER, K. (1989), „ Umweltradioaktivität und Trinkwasserversorgung“, München, Wien:R. Oldenbourg.

101

HANLE, W. (1924), „Über die magnetische Beeinflussung der Polarisation der Resonanz-fluoreszenz“, Z Physik 30, 93 – 105.

HAUB, G. (1989), „Anwendung der kollinearen Laserspektroskopie zum Spurennachweis vonStrontium-89 und Strontium-90: Vormessungen an stabilen Isotopen“, Diplomarbeit Univer-sität Mainz.

HAUS, J. (1991), „Frequenzstabilisierung eines 3He22Ne-Lasers durch aktive Regelung auf eine12912-Komponente als Wellenlängenstandard für ein Farbstofflaserspektrometer“, Diplom-arbeit Universität Gießen.

HAVEY, M. D., BALLING, L. C, WRIGHT, J. J. (1976), „Measurement of the 3P1 lifetime inSr“, Phys. Rev. A 13,1269 – 1270.

HORWITZ, E. P, DIETZ, M. L., FISHER, D. E. (1991), „Extraction of Strontium from nitricacid Solutions using dicyclohexano-18-crown-6 and its derivatives“, SoIv. Extr. Ion Exch. 8,557-572.

KANISCH, G., RÜHLE, H., SCHELENZ, R., WIECHEN, A. (1992), „Meßanleitungen für dieÜberwachung der Radioaktivität in der Umwelt und zur Erfassung radioaktiver Emissionenaus kerntechnischen Anlagen“, Hrsg: Der Bundesminister für Umwelt, Naturschutz und Re-aktorsicherheit, Stuttgart, Jena, New York: G. Fischer.

KROMBACH, I. (1990), „Meßwerterfassung und Steuerung laserspektroskopischer Ex-perimente mit einem PC mit eingebauter Datenerfassungskarte“, Diplomarbeit UniversitätGießen.

LIU, J. (1993), „Aufbau eines wellenlängenstabilisierten Laserdiodenspektrometers und Test anden Sr-Linien (λ = 688,0/689,4 nm)“, Diplomarbeit Universität Gießen.

MAHR, G. (1987), „Aufbau eines absolutstabilisierten Fabry-Perot-Interferometers zur Wellen-längenskalierung eines Farbstofflaser-Spektrometers“, Diplomarbeit Universität Gießen.

MONZ, L., HOHMANN, R., KLUGE, H.-X, KUNZE, S., LANTZSCH, J., OTTEN, E. W,PASSLER, G., SENNE, P, STENNER, J., STRATMANN, K., WENDT, K., ZIMMER, K.(1993), „Fast, low-level detection of strontium-90 and strontium-89 in environmental samplesby collinear resonance ionization spectroscopy“, Spectrochimica Acta 48 B, 1655 – 1671.

OTTEN, E. W. (1989), „Nuclear Radii and Moments of Unstable Isotopes“, in: Bromley, D. A.(Ed.), „ Treatise on Heavy-Ion Science Vol. 8“, New York, Plenum Publishing Corporation.

zu PUTLITZ, G. (1963), „Bestimmung des elektrischen Kernquadrupolmomentes des unge-raden stabilen Strontium-87-Kernes“, Z. Phys. 175, 543 – 552.

RADZIG, A. A., SMIRNOV, B. M. (1985), „Reference Data on Atoms, Molecules and Ions“,Springer Series in Chemical Physics, Berlin, Heidelberg, New York, Tokio: Springer.

RAMEBÄCK, H., ALBINSSON, Y, SKALBERG, M., SÄTMARK, B., LILJENZIN, J. O.(1995), „Rapid determination of 90Sr, Optimum use of a limited total analysis time“, Nucl.Instr. and Meth. in Phys. Res. A 357, 540 – 545.

REISDORF, W, UNIK, J. P, GRIFFIN, H. C, GLENDENIN, L. E. (1971), „Fission FragmentK X-Ray Emission and Nuclear Charge Distribution for Thermal Neutron Fission of 233U,235U, 239Pu and Spontaneous Fission of 252Cf“, Nucl. Phys. A 177, 337 – 342.

SAUNDERS, P, KANE, D. M. (1992), „A driver for stable-frequency Operation of laser di-odes“, Rev. Sci. Instrum. 63, 2141 – 2145.

SIEMENS, Datenblatt NTC M 867.

STADLBAUER, E. A., TRIEU, C, HINGMANN, H., ROHATZSCH, H., WEISS, X,MAUSHARDT, R. (1988), „Feinreinigung von Radiostrontiumproben mittels Ionen-Chro-matographie“, Fresenius Z. Anal Chem. 330,1-7.

102

STERT, V., FISCHER, R. (1978), „Doppler-Free Polarization Spectroscopy Using LinearPolarized Light“, Appl. Phys. 17,151 – 154.

TIETZE, U, SCHENK, Ch. (1989), „Halbleiterschaltungstechnik“, Berlin, Heidelberg, NewYork: Springer.

VIDAL, C. R., COOPER, J. (1969), „Heat-pipe oven: A new, well defined metal vapor devicefor spectroscopic measurements“, /. Appl Phys. 40, 3370 – 3374.

WIEMAN, C, HÄNSCH, T. W. (1976), „Doppler-Free Laser Polarization Spectroscopy“, Phys.Rev. Leu. 36, 1170-1173.

ZIMMER, K., STENNER, J., KLUGE, H.-J., LANTZSCH, X, MONZ, L., OTTEN, E. W.,PASSLER, G., SCHWALBACH, R., SCHWARZ, M., STEVENS, H., WENDT, K.,HERRMANN, G., NIESS, S., TRAUTMANN, N., WALTER, K., BUSHAW, B. A. (1994),„Determination of 90Sr in environmental samples with resonance ionization spectroscopy incollinear geometry“, Appl. Phys. B 59,117 – 121.

9.2 Veröffentlichungen zum Projekt

FUHRMANN, W, HERMANN, G, LASNITSCHKA, G, SCHARMANN, A. (1990), „De-termination of 90Sr by two-step laser spectroscopy“, in: „Book of Abstracts AnalytiktreffenNeubrandenburg, P46“, 147.

FUHRMANN, W, HERMANN, G, LASNITSCHKA, G, SCHARMANN, A. (1991), „La-serspektroskopischer Nachweis von Sr-90 im Niederschlag“, in: Bundesamt für Zivilschutz(Ed.), „Zivilschutz-Forschung NF Bd. 9, 39. und 40. Jahrestagung der Schutzkommission beimBundesminister des Innern, Bonn, 93.

FUHRMANN, W, HERMANN, G, LASNITSCHKA, G, SCHARMANN, A. (1991), „Op-tical laser determination of 90Sr“, in: „Book of Abstracts XXVIL CSI Bergen, B-PO-56.“

FUHRMANN, W, GERSTWEILER, S., HAUS, J., HERMANN, G, LASNITSCHKA, G,SCHARMANN, A. (1993), „Nachweis von 90Sr mit Laser-Zwei-Stufen-Spektroskopie“, in:Dittrich, K., Welz, B. (Eds.), „Proc. 7th Colloquium Analytische Atomspektroskopie CANAS'93“, 917 -923, Leipzig.

FUHRMANN, W, GERSTWEILER, S., HAUS, J., HERMANN, G, LASNITSCHKA, G,SCHARMANN, A. (1994), „Laserspektrometrische Bestimmung von Sr-Radionukliden“,in: Koelzer, W, Maushart, R. (Eds.), „Progress in Radiation Protection, 26. Jahrestagungdes Fachverbandes für Strahlenschutz“, Karlsruhe: Fachverband für Strahlenschutz e.V.,351-356.

HAUS, J., HERMANN, G, LASNITSCHKA, G, MAHR, G, SCHARMANN, A. (1997),„ Strontiumnuklidbestimmung durch Spektroskopie in Doppler-freier Zweistufenanordnung,“in: „Proc. 9th Colloquium Analytische Atomspektroskopie CANAS '97“. PI/4, im Druck.

103

Die Autoren

Bernhardt, Jens

Dipl.-Phys.I. Physikalisches Institut der Justus-Liebig-Universität GießenHeinrich-Buff-Ring 1635392 Gießen

Haus, Jörg

Dipl.-Phys.I. Physikalisches Institut der Justus-Liebig-Universität GießenHeinrich-Buff-Ring 1635392 Gießen

Hermann, Gerd

Professor Dr. rer. nat.I. Physikalisches Institut der Justus-Liebig-Universität GießenHeinrich-Buff-Ring 1635392 Gießen

Lasnitschka, Georg

AkOR, Dr. rer. nat.I. Physikalisches Institut der Justus-Liebig-Universität GießenHeinrich-Buff-Ring 1635392 Gießen

Mahr, Gerold

Dr. rer. nat.Fa. Trumpf GmbH, LaserschweißgeräteJohann-Maus-Straße 271254 Ditzingen

Scharmann, Arthur

Professor Dr. rer. nat. D. Sc. Dr. h. c. mult.em. Direktor des I. Physikalischen Instituts derJustus-Liebig-Universität GießenHeinrich-Buff-Ring 1635392 Gießen

105

Anhang

107

A.l Schaltpläne und Konstruktionszeichnungen

109

A. 1.3: Halbleiterlaser, Schaltskizze Stromquelle.

110

Α.1.5: Halbleiterlaser; Schaltskizze Anzeige Temperatur-/Laserleistung.

112

Α.1.6: Halbleiterlaser; Schaltskizze des Dividierers.

113

A.1.7: Halbleiterlaser; Schaltskizze eines der vier baugleichen Photodiodenverstärker.

114

A.1.8: Halbleiterlaser; Temperaturstabilisierung der Grundplatte.

115

A.1.9: Halbleiterlaser; Schaltskizze Hochspaiinungsnetzteil.

116

A.1.10: Halbleiterlaser; Schaltskizze des HV-Verstärkers.

117

Λ.1.11: Meßapparatur; Schaltplan der Oszillator-/Frequenzteilerschaltung des Modulators.Frequenzteiler und analoge Nachverstärkung wurden nur für den Referenzzweigdetailliert dargestellt.

118

A.l.12: Schaltplan eines der beiden in Reihe geschalteten Bandpässe (Tschebyscheff2. Ordnung, Welligkeit 3 dB) und Frequenzgang des Gesamtfilters.Uoutpp: Spannungshub am Ausgang des Gesamtfilters bei 1 V Eingangsspannungshub.Die nächstliegende Frequenzkomponente aus der Frequenzmischung liegt bei 1,1 kHzund muß hinreichend stark unterdrückt werden.

119

120

A.1.14: Schaltplan und Frequenzgang des Hochpasses. Uoutpp: Ausgangsspannungshub bei 1 VEingangsspannungshub.

A.2 Daten optischer und elektronischer Bauteile

A.2.1: Laserdiode TOLD 9140 Datenblatt (1).

123

A.2.1: Laserdiode TOLD 9140 Datenblatt (2).

124

A.2.1: Laserdiode TOLD 9150 Datenblatt (1).

125

A.2.1: Laserdiode TOLD 9150 Datenblatt (2).

126

A.2.2: Transmission der Spiegel des Referenz-FPI.

A.2.3: Transmission der Spiegel für den Spektrum-Analyzer.

127

Λ.2.4: Spezifikationen und spektrale Transmission des Kantenfilters RG 695.

128