4 Experimentelle Ergebnisse und Diskussion

In diesem Kapitel werden die experimentellen Ergebnisse einer Vielzahl von Messungen vorgestellt und mit den Ergebnissen der theoretischen Modellierung verglichen. Dabei wird insbesondere auf die Verstärkungsschaltung von Ti:Saphir detailliert eingegangen, da mit diesem Lasersystem die größten Bandbreiten des Emissionsspektrums erzielt und erfolgreich Messungen am Kohärenzradar durchgeführt wurden.

Dieses Kapitel ist nach den drei untersuchten Anregungsarten vibronischer Festkörpermedien unterteilt, der longitudinalen Anregung mit Pulszügen zur Verstärkungsschaltung (Kapitel 4.1), der longitudinalen, quasi-kontinuierlichen Anregung (Kapitel 4.2) und der transversalen Anregung mit Blitzlampen (Kapitel 4.3).

Die Untersuchungen zur Verstärkungsschaltung im Hinblick auf die Erhöhung der spektralen Bandbreite und die Skalierung zu hohen mittleren Ausgangsleistungen wurden für Ti:Saphir (Kapitel 4.1.1) und Alexandrit (Kapitel 4.1.3) als Lasermedien durchgeführt. Der als Konsequenz der in Kapitel 4.1.1 beschriebenen Ergebnisse realisierte Ti:Saphir-Laser mit einer mittleren Ausgangsleistung von über 0,75 W wird in Kapitel 4.1.2 vorgestellt.

Die Dynamik longitudinal, quasi-kontinuierlich angeregter Breitbandlaser hinsichtlich des Emissionsspektrums und der Ausgangsenergie wurde am Beispiel des Ti:Saphirs untersucht (Kapitel 4.2). Alexandrit eignet sich aufgrund des geringen Emissionswirkungsquerschnitts und der daraus folgenden sehr hohen Laserschwelle nicht für die qcw-Anregung.

Am Ende dieses Kapitels werden die Ergebnisse der Untersuchungen am Blitzlampen gepumpten Alexandrit-Laser vorgestellt (Kapitel  4.3). Dabei steht die Abhängigkeit der Verstärkung von der Temperatur und deren Auswirkungen auf das Emissionsspektrum im Vordergrund. Alexandrit eignet sich aufgrund der Fluoreszenzlebensdauer von ca. 260 µs und seines Absorptionsspektrums für die Anregung mit Xenon-Blitzlampen.

4.1 Anregung mit Pulszügen - Verstärkungsschaltung

Die longitudinale Anregung der Lasermedien Ti:Saphir und Alexandrit zur Realisierung der Verstärkungsschaltung (siehe Kapitel 2.3.2) erfolgte mit 10-40 Pulsen einer Pulsdauer von ca. 20 ns und einem zeitlichen Abstand von einigen 10 µs (Pulszug). Die Anregung mit Pulszügen ermöglichte die Erzielung großer Verstärkungen im Medium und damit breiter Emissionsspektren und gleichzeitig hohe Ausgangsenergien innerhalb kurzer Zeiträume (einige ms). Als Pumplichtquelle diente ein frequenzverdoppelter Nd:YAG Laser. In Abbildung 4.1 ist der Aufbau schematisch dargestellt. Der Nd:YAG-Stab mit einer Länge von 79 mm, einem Durchmesser von 4 mm und einer Dotierung von 1,1 at% wurde über eine abbildende Gold-Kavität mit einer Krypton-Blitzlampe gepumpt. Die Anregung von Nd:YAG mit Blitzlampen weist hier gegenüber der Anregung mit Diodenlasern erhebliche Vorteile auf. Aufgrund der Anpassung der Repetitionsfrequenz des Lasers an die Videofrequenz der Kamera von 25 Hz (siehe Kapitel 2.1), der im Vergleich zu Blitzlampen gepumpten Systemen geringen Verstärkung und der durch die Diodenkühlung bedingten maximalen Pumppulsdauer von 500 µs, ist die Verwendung von Dioden ineffizienter. Das verwendete Netzteil der Firma Baasel erlaubte Blitzlampen-Pulsdauern von bis zu 3 ms bei einer maximalen elektrischen Pumpleistung von 3,7 kW. Außerdem waren zeitlich nicht äquidistante Pumpmodi möglich, welche später näher erläutert werden.

Die Länge des Pumplasers betrug 130 cm, der Abstand der Stabmitte zum Auskoppelspiegel (OC) 60 cm. Im Abstand des Krümmungsradius des Auskoppelspiegels (R = 25%) von 300 mm befand sich eine Modenblende A2 mit einem Durchmesser von 0,5 mm. Diese diente der Selektion des transversalen Grundmodes (TEM₀₀), der Festlegung des Strahlverlaufs des ausgekoppelten Lichts und als Raumfilter. Der am hochreflektierenden Spiegel (HRM) befindliche Dünnschicht-Polarisator bewirkte die lineare Polarisation des emittierten Laserlichts. Mit Hilfe von sättigbaren Absorbern (Cr⁴⁺:YAG) verschiedener Anfangstransmissionen (28%, 36%) wurde der Laser passiv Güte geschaltet. Als Folge emittierte der Laser Pulszüge verschiedener Dauer, Pulsanzahl und Energie, abhängig von der Pumpenergie, Pumppulsdauer und dem Modenvolumen im Nd:YAG. Die Linsen L1 und L2 im Resonator wurden zur Veränderung der Resonatorparameter benutzt. Durch die Variation des Abstandes zueinander konnte der Strahlverlauf im Resonator bei verschiedenen Pumpleistungen so angepasst werden, dass das Modenvolumen im Nd:YAG-Stab möglichst groß wurde. Die Modenblende A1 fängt mitverstärkte Beugungsstrukturen ab, so dass diese nicht an der Modenblende A2 selektiert werden und zu erhöhtem Materialabtrag führen. Die Langzeitstabilität wird durch diese Maßnahme erheblich erhöht.

Abb. 4.1 Schema des experimentellen Aufbaus zur Anregung mit Pulszügen

Resonatorextern (Abbildung 4.2) wurde die Polarisation des Lichts mittels einer Lambda-Halbe-Platte und eines Polarisators um 45° gedreht und mit einer Linse L3 (f = 150 mm) fokussiert. Außerdem konnte über die Verdrehung der Lambda-Halbe-Platte die Energie des infraroten Lichts variiert werden. Zur Frequenzverdopplung wurde Kaliumtriphosphat (KTP) verwendet. Der doppelbrechende KTP-Kristall wurde dicht hinter dem Fokus der Linse L3 so positioniert, dass die außerordentliche Kristallachse horizontal ausgerichtet war. Das einfallende Licht (1064 nm) besaß einen Winkel der Polarisation von 45° zu den Kristallachsen, das frequenzverdoppelte Licht (532 nm) war parallel zur außerordentlichen Kristallachse polarisiert (Phasenanpassung 2. Art). Über den bichromatischen Strahlteiler BS wurde das frequenzverdoppelte Licht umgelenkt und mit der Linse L4 (f = 100 mm oder f = 150 mm) in das breitbandig verstärkende Medium fokussiert.

Abb. 4.2 experimenteller Aufbau (pumplaserextern) zur Verstärkungsschaltung

In Abbildung 4.3 sind die Ausgangsenergie und die Konversionseffizienz in Abhängigkeit von der eingestrahlten Energie im Pulszug aufgetragen (Resonator T3). Die quadratische Abhängigkeit der Ausgangsenergie von der einfallenden Intensität und damit der einfallenden Energie ist zu erkennen. Bei hohen Pumpenergien im Pulszug sättigt die Konversionseffizienz. Verursacht wird dies vermutlich durch Phasenfehlanpassung im KTP-Kristall aufgrund der sich über den Pulszug aufbauenden thermischen Linse. Ein weiterer Effekt der Nichtlinearität ist in Abbildung 4.4 dargestellt. Als Folge der quadratischen Abhängigkeit wird der Puls des frequenzverdoppelten Lichts verkürzt. Der theoretische Wert der Pulsverkürzung beträgt 1/sqrt(2). Gleiches gilt für den Strahlradius im Kristall. Der Strahlradius des frequenzverdoppelten Lichts verringert sich unter Annahme der Erhaltung der Strahlqualität um den Faktor 1/sqrt(2). Die Frequenzverdopplung von Pulszügen hat vermutlich aufgrund der hohen Repetitionsrate im Pulszug (<20 kHz) eine transiente thermische Linse im KTP zur Folge, welche in Abhängigkeit von der Eingangsenergie die Propagation des Lichts und die Strahlqualität beeinflusst. Für die Messungen und Berechnungen wurde deshalb von einer energieabhängigen Kaustik und Strahlqualität des Pumplichts ausgegangen.

Abb. 4.3 Ausgangsenergie und Konversionseffizienz der Frequenzverdopplung in Abhängigkeit von der einfallenden Energie (Resonator T3)

Abb. 4.4 Zeitabhängigkeit der Intensität des einfallenden und des frequenzverdoppelten Pulses

Die realisierten breitbandigen Resonatoren unterschieden sich im aktiven Medium, in der Resonatorlänge, den Reflexionsgraden und Krümmungsradien der Resonatorspiegel und in den Anregungsmodi (Anzahl der Pulse im Pulszug, zeitlicher Abstand, Pumpradien im aktiven Medium). Die in dieser Arbeit vorgestellten Messungen zur Verstärkungsschaltung wurden mit folgenden Resonatoren durchgeführt:

Resonator T1

Der Ti:Saphir-Resonator mit einer Länge von 24 cm wurde von zwei Plan-konkav-Spiegeln gebildet. Der Abstand vom HR-Spiegel (HRM) mit einem Krümmungsradius von 100 mm zum Kristall betrug 6 cm. Die verwendeten Auskoppelspiegel (OC) besaßen Krümmungsradien von 200 mm und Reflexionsgrade von 80% bzw. 90% (siehe Abb. 3.1). Der Pumpradius im Kristall betrug 85 µm +-10%, die Strahltaille befand sich im Kristall. Die Anregung erfolgte mit Pulszügen von 1,05 ms Dauer, die 16 Pulse einer Dauer von 16 ns-20 ns beinhalteten. Die Repetitionsfrequenz betrug 50 Hz bei einer elektrischen Pumpleistung von 2,3 kW, die Blitzlampenpulsdauer betrug 1,2 ms. Für die Konversionseffizienz (1064 nm zu 532 nm) ergab sich ein Wert von 25%, die maximale Pumpenergie (532 nm) im Pulszug betrug 23 mJ.

Resonator T2

Die Länge dieses Ti:Saphir-Resonators betrug 17 cm, der Abstand des HRM (Krümmungsradius 200 mm) zum Kristall 7 cm. Der plane OC besaß einen Reflexionsgrad von 75% (Abb. 3.1). Der Pumpradius im Kristall betrug 170 µm +-10%, die Strahltaille befand sich ca. 1 cm hinter dem Kristall (in Ausbreitungsrichtung). Der Laser wurde mit Pulszügen von 1,4 ms Dauer angeregt, die 37 Pulse umfassten. Die Blitzlampenpulsdauer betrug 1,5 ms. Die Repetitionsfrequenz betrug 25 Hz bei einer elektrischen Pumpleistung von 2,5 kW. Für die Konversionseffizienz (1064 nm zu 532 nm) ergab sich ein Wert von 35%, die maximale Pumpenergie (532 nm) im Pulszug betrug damit 115 mJ.

Resonator T3

Der 25 cm lange Resonator bestand aus zwei Plan-konkav-Spiegeln mit Krümmungsradien von 200 mm und dem Ti:Saphir-Kristall mit einem Abstand von 11 cm zum HRM. Der OC besaß einen Reflexionsgrad von 80 % (Abb. 3.1). Der Pumpradius im Kristall betrug 120 µm +-10%, die Strahltaille befand sich im Kristall. Die Anregung erfolgte mit 2 Pulszügen von jeweils 0,49 ms Dauer mit jeweils 11 Pulsen und einem zeitlichen Abstand von 7,45 ms zueinander. Die Blitzlampenpulsdauer betrug 2 mal 0,6 ms, der Pulsabstand dazwischen 6,8 ms. Dieser Doppelpuls wurde mit einer Frequenz von 25 Hz wiederholt. Die elektrische Pumpleistung betrug 2,7 kW. Unter diesen Bedingungen konnte eine Konversionseffizienz (1064 nm zu 532 nm) von 52% erreicht werden, die maximale Pumpenergie (532 nm) betrug damit 73 mJ pro Pulszug.

Resonator A1

Die Länge des realisierten Alexandrit-Resonators betrug 17 cm, der Abstand des HRM zum Kristall 12 cm. Beide Plan-konkav-Spiegel besaßen Krümmungsradien von 100 mm, der OC einen Reflexionsgrad von 99% (Abb. 3.2). Der Pumpradius im Kristall betrug 70 µm +-10%, die Strahltaille befand sich im Kristall. Der Laser wurde mit Pulszügen von 0,8 ms Dauer angeregt, die 13 Pulse umfassten. Die Blitzlampenpulsdauer betrug 1 ms. Die Repetitionsfrequenz betrug 25 Hz bei einer elektrischen Pumpleistung von 1,65 kW. Für die Konversionseffizienz (1064 nm zu 532 nm) ergab sich ein Wert von 45%, die maximale Pumpenergie (532 nm) im Pulszug betrug damit 51 mJ.

Resonator A2

Die Dimensionen dieses Resonators glichen denen des Resonators A1. Der Laser wurde mit Einzelpulsen von bis zu 11 mJ Energie angeregt, welche von einem Oszillator-Verstärker-System zur Verfügung gestellt wurden. Der Pumpradius im Kristall betrug 80 µm +-10%, die Strahltaille befand sich im Kristall. Die Repetitionsfrequenz betrug 10 Hz. Für die Konversionseffizienz (1064 nm zu 532 nm) ergab sich ein Wert von ca. 25%.

4.1.1 Ergebnisse der Verstärkungsschaltung von Ti:Saphir

In diesem Abschnitt werden die Messergebnisse zu den Resonatoren T1 und T2 vorgestellt und diskutiert. Ziel der Untersuchungen war die Klärung der Einflüsse der Pumpenergie, der Pump- und der Resonatorgeometrie auf das Emissionsspektrum und die Strahlqualität. In Abbildung 4.5 ist der Intensitätsverlauf des Streulichts der Blitzlampe und des Fluoreszenzlichts des Nd:YAG für die Anregungsbedingungen des Resonators T1 dargestellt. Die schwarzen Linien symbolisieren die Zeitpunkte der Einzelpulse des Pulszugs. Am Anfang des Pulszugs waren die Pulse aufgrund der nicht konstanten Pumprate zeitlich nicht äquidistant. Insbesondere der erste Puls wies eine starke zeitliche Modulierung in der Intensität auf, hervorgerufen durch die geringe Anzahl longitudinaler Moden. Bei konstanter Pumprate variierten die Pulsabstände um einige µs.

In Abbildung 4.6 sind die gemessenen Energien im Ti:Saphir-Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie dargestellt (Resonator T1). Die mit diesem Aufbau und einem OC-Reflexionsgrad von 80% (Abb. 3.1) erzielte maximale Ausgangsenergie betrug 7,3 mJ +-0,2 mJ bei einem differentiellen Wirkungsgrad h_d von 36% und einem optischen Wirkungsgrad von 31%. Die Abweichung der gemessenen Abhängigkeit vom linearen Verlauf resultiert aus der erhöhten Laserschwelle aufgrund der geringen Fluoreszenzlebensdauer [Eg88] und aus den thermischen Einflüssen während des Pulszugs.

Abb. 4.5 Blitzlampenpuls mit Fluoreszenz (blau) und Zeitpunkte (schwarze Linien) der ns-Pulse (Resonator T1)

Abb. 4.6 Ausgangsenergien im Pulszug des Ti:Saphir-Lasers in Abhängigkeit von der Pumpenergie für verschiedene Reflexionsgrade (Resonator T1)

4.1.1.1 Pulsaufbauzeit in Abhängigkeit von der Pumpenergie

Für verstärkungsgeschaltete Laser wird die Pulsaufbauzeit als der zeitliche Abstand zwischen dem Maximum des Pumppulses und dem des emittierten Pulses definiert (Abb. 4.7). Die zeitliche Abhängigkeit der Verstärkung weist zu diesen Zeitpunkten Wendepunkte auf (vgl. Abb. 2.38). Die Pulsdauer wird aus der vollen Halbwertsbreite (FWHM) bestimmt.

Die Ergebnisse der Messung der Pulsaufbauzeit und der Pulsdauer des ersten Pulses im Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie für den Resonator T1 sind in Abbildung 4.8 dargestellt. Die Berechnung wurde für einen Pumpradius von 80 µm, einen Reflexionsgrad von 80% und eine Fluoreszenzrate von 10^-10 W/(cm² s) durchgeführt. Der Vergleich der aus den Ratengleichungen berechneten Werte mit den gemessenen zeigt, dass die berechnete Pulsaufbauzeit bei geringen Pumpenergien schneller anwächst als die berechnete, das heißt, die berechnete Pulsdauer ist geringer als die gemessene. Die Ursache liegt wahrscheinlich in der Annahme für die Berechnungen, dass sich die longitudinalen Moden mit den dazugehörigen transversalen Moden gleichzeitig entwickeln. In der Realität zeigen die Moden jedoch ein aufgrund unterschiedlicher Verstärkung abweichendes Einschwing-verhalten, was zu einer geringeren Pulsaufbauzeit und zu einer größeren Pulsdauer führt. Um dies in die Modellierung einzubeziehen, müssten die Ratengleichungen für die longitudinalen Moden separat gelöst werden, gekoppelt über die Inversion.

Abb. 4.7 gemessene Intensitätsverläufe für den 1. Pulses im Pulszug (Resonator T1)

Abb. 4.8 Pulsaufbauzeit und Pulsdauer des 1. Pulses im Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie (Resonator T1)

4.1.1.2 Emissionsspektrum in Abhängigkeit von der Pumpenergie

Die gemessenen Spektren des ersten Pulses im Pulszug (R=80%) über der Pumpenergie sind in Abbildung 4.9 dargestellt. Es ist zu erkennen, dass sich die Lage der Wellenlänge am Maximum mit wachsender Pumpenergie nicht verändert, die Form des Spektrums bleibt erhalten. Im Gegensatz dazu variiert die Lage der Wellenlänge am Maximum bei den über den Pulszug aufintegrierten Spektren (Abb. 4.10) mit wachsender Pumpenergie um mehrere nm, die Form des Spektrums wird asymmetrisch. Verursacht wird dieser Effekt durch die mit steigender Pumpenergie im Pulszug anwachsende thermische Linse. Die veränderte transversale Modenstruktur bewirkt über den Überlapp mit dem Verstärkungsprofil eine Veränderung im Emissionsspektrum.

Abb. 4.9 Spektrum des 1. Pulses im Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie (Resonator T1)

Abb. 4.10 aufintegriertes Spektrum der Pulse im Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie (Resonator T1)

Der Vergleich der gemessenen Bandbreiten (Abb. 4.11) des ersten Pulses im Pulszug mit den Bandbreiten, die aus den über den Pulszug aufintegrierten Spektren bestimmt wurden, zeigt, dass die Verbreiterung der aufintegrierten Spektren nicht aus der höheren Verstärkung resultiert. Die Bandbreiten des ersten Pulses unterscheiden sich nur wenig für die verwendeten OC-Reflexionsgrade, die der aufintegrierten Spektren dagegen deutlich. Die Wellenlängen am Intensitätsmaximum des ersten Pulses (Abb. 4.12) variieren mit wachsender Pumpenergie nur wenig. Das Intensitätsmaximum liegt nicht bei der Wellenlänge des maximalen Reflexionsgrades (806 nm), sondern bei dem durch den Modenüberlapp, das Verstärkungsprofil, den Reflexionsverlauf und die Resonatorverluste bestimmten Optimum. Die aus den aufintegrierten Spektren bestimmten Wellenlängen am Maximum variieren mit wachsender Pumpenergie um mehrere Nanometer.

Abb. 4.11 gemessene Bandbreiten des 1. Pulses und des aufintegrierten Spektrums in Abhängigkeit von der Pumpenergie (Resonator T1)

Abb. 4.12 Wellenlängen am Intensitätsmaximum des 1. Pulses und des aufintegrierten Spektrums in Abhängigkeit von der Pumpenergie (Resonator T1)

4.1.1.3 Zeitaufgelöste Messung des Emissionsspektrums

Die Messung der Spektren der Einzelpulse im Pulszug zeigte, dass das Spektrum im Verlauf des Pulszugs driftet und springt, zunehmend mit steigender Pumpenergie. Abbildung 4.13 zeigt dies für den Resonator T1 für eine Pumpenergie im Pulszug von 22 mJ. Im Bereich des Springens des Intensitätsmaximums von höheren Wellenlängen zu niedrigeren wurden auch Spektren mit zwei Maxima beobachtet, ohne dass sich der zeitliche Intensitätsverlauf des Einzelpulses änderte. Das über den Pulszug aufintegrierte Spektrum (Abb. 4.14) wird durch die Drift gegenüber den Einzelpulsen mit ca. 32 nm auf 48 nm verbreitert, die Wellenlänge am Maximum variiert von Pulszug zu Pulszug nur um 1-2 nm.

Abb. 4.13 Spektren der Einzelpulse im Pulszug bei einer Pumpenergie von 22 mJ im Pulszug und einem Reflexionsgrad von 80% (Resonator T1)

Abb. 4.14 aufintegriertes Spektrum bei einer Pumpenergie von 22 mJ im Pulszug und einem Reflexionsgrad von 80% (Resonator T1), rote Linie: Regression eines Gauß-Profils an das gemessene Spektrum

Der gewünschte Effekt der Verbreiterung des aufintegrierten Spektrums durch die Drift der Einzelspektren konnte durch die Erhöhung der Pulsanzahl im Pulszug und die Erhöhung der Einzelpulsenergie verstärkt werden. Die Anregung des Ti:Saphir-Resonators T2 mit Pulszügen von 37 Einzelpulsen und einer Pumpenergie im Pulszug von 115 mJ ergab eine Ausgangsenergie im Pulszug von 21 mJ (>500 mW mittlere Ausgangsleistung) bei einer differentiellen Effizienz von 22% und einer optischen Effizienz von 19%. In Abbildung 4.15 sind die Spektren der 37 Einzelpulse dargestellt. Trotz des im Vergleich zum Auskoppelspiegel mit R = 80% nicht sehr flachen Reflexionsverlaufes des Auskoppelspiegels mit einem Reflexionsgrad von 75% (vgl. Abb. 3.1), war ein periodisches Driften über einen Wellenlängenbereich von 45 nm zu beobachten. Das aufintegrierte Spektrum (Abb. 4.16) wird dadurch auf 63 nm verbreitert. Aus der Abnahme der Intensität der Spektren bei höheren Puls-Nummern kann qualitativ auf eine Abnahme der Pulsenergie geschlossen werden, verursacht durch die starken Aberrationen der thermischen Linse und durch das Verlassen des Stabilitätsbereichs.

Abb. 4.15 Spektren der Einzelpulse im Pulszug bei einer Pumpenergie von 115 mJ im Pulszug und einem Reflexionsgrad von 75% (Resonator T2)

Abb. 4.16 aufintegriertes Spektrum bei einer Pumpenergie von 115 mJ im Pulszug und einem Reflexionsgrad von 75% (Resonator T2), rote Linie: Regression eines Gauß-Profils an das gemessene Spektrum

Die Ursache hierfür ist in der Resonatorgeometrie zu finden. Der nahezu halbkonzentrische Resonator T2 reagiert sensibler auf die sich verändernde thermische Linse als der nahezu asymmetrisch semikonfokale Resonator T1. In Abbildung 4.17 ist das Verhalten der Resonatoren im g*-Diagramm (g*- äquivalenter g-Parameter) bei Erhöhung der thermischen Linse um den gleichen Betrag dargestellt. Die Pfeilrichtung zeigt die Veränderung der g*-Parameter aufgrund der wachsenden thermischen Linse auf. Die unterschiedlichen Pfeillängen deuten auf unterschiedliche Empfindlichkeit der Resonatoren bezüglich Veränderungen in der thermischen Linse hin. Die schraffierten Bereiche stellen die beiden Stabilitätsbereiche dar. Die Grundmodestrahlradien im Ti:Saphir sind in Abbildung 4.18 für die Resonatoren über der Pumpleistung aufgetragen. Während sich die Strahlradien im Kristall für die Resonatoren T1 und T3 über einen großen Pumpleistungsbereich nur marginal verändern, erhöht sich der Strahlradius für den Resonator T2 stark, bis der Resonator instabil wird. Diese Berechnungen wurden für eine homogene Ausleuchtung des verstärkenden Mediums und damit für eine ideale thermische Linse durchgeführt, sie beinhalten nicht die Auswirkungen der Aberrationen der thermischen Linse aufgrund der longitudinalen Anregung mit Grundmodelasern.

Abb. 4.17 g*-Diagramm der verwendeten Ti:Saphir-Resonatoren T1,T2 und T3

Abb. 4.18 berechnete Grundmoderadien im Ti:Saphir-Kristall als Funktion der Pumpleistung für die Resonatoren T1,T2 und T3

4.1.1.4 Ortsaufgelöste Messung des Emissionsspektrums

Zur in x ortsaufgelösten Messung der Spektren wurde das aufgeweitete Strahlprofil des Ti:Saphir-Lasers horizontal über den vertikalen Eintrittsspalt des Spektrometers geführt (vgl. Kapitel 3.3). Damit wurde eine zeitlich und örtlich aufgelöste Messung der Spektren möglich. Abbildung 4.19 zeigt das über den Pulszug aufintegrierte Strahlprofil des Lasers T2 bei einer Pumpenergie im Pulszug von 115 mJ. Das Zentrum des Strahlprofils ist übersteuert, damit die äußeren Strukturen erkennbar werden. Diese resultieren aus der aberrierten thermischen Linse im Kristall. Die ortsaufgelöste Messung ergab, dass das Spektrum über den Strahlquerschnitt hinweg variiert (Abb. 4.20). Die Ursache hierfür liegt in dem über das Pumpprofil variierenden spektralen Verlauf der Verstärkung (vgl. Kapitel 2.3.2) sowie in der spektralen Abhängigkeit des transversalen Modes und damit des Modenüberlapps (vgl. Kapitel 2.4.1). Der Effekt der starken räumlichen Trennung des Laserspektrums ist für interferometrische Anwendungen unerwünscht und sollte vermieden werden.

Abb. 4.19 über den Pulszug aufintegriertes Strahlprofil des Resonators T2

Abb. 4.20 an unterschiedlichen transversalen Positionen gemessene Spektren (Resonator T2)

4.1.1.5 Zeitaufgelöste Messung der transversalen Moden

Die Messung der Strahlprofile der Einzelpulse im Pulszug (vgl. Kapitel 3.5) zeigte, dass sich das Profil über den Pulszug verändert. In Abbildung 4.21 sind die gemessenen und die berechneten Strahlprofile des ersten und des zehnten Pulses im Abstand von ca. 55 cm zum Auskoppelspiegel für den Resonator T2 dargestellt. Die berechneten Strahlprofile weisen eine gute Übereinstimmung mit den gemessenen auf. Die Abweichungen resultieren daraus, dass sich das gemessene Profil aus einer Vielzahl transversaler Moden zu unterschiedlichen longitudinalen Moden zusammensetzt, die Berechnung aber nur für eine Wellenlänge (795 nm) durchgeführt wurde. Zur genaueren Berechnung des Strahlprofils müssten mehrere transversale Moden unterschiedlicher Wellenlänge berechnet, energienormiert, spektral gewichtet und aufsummiert werden.

Abb. 4.21 gemessene und berechnete Strahlprofile des Lasers T2

4.1.1.6 Diskussion

Aus den hier dargestellten Messungen geht hervor, dass die Verstärkungsschaltung von Ti:Saphir zu Pulsen mit einer Dauer von mehreren 10 ns bis zu wenigen ns führt, abhängig von der Energie im Pumppuls. Die Pulsaufbauzeit verringert sich mit wachsender Pumpenergie. Der verstärkungsgeschaltete Ti:Saphir-Laser emittiert breitbandig über mehrere 10 nm bei einer Zentralwellenlänge, die sich aus dem spektralen Verstärkungsprofil, der spektralen Abhängigkeit der Resonatorverluste und der Reflexionsgrade sowie aus dem Überlapp der transversalen Moden mit dem räumlichen Verstärkungsprofil ergibt. Die Bandbreite des Einzelpulsspektrums kann durch die Vergrößerung der Pumpenergie um mehrere nm erhöht werden. Die Anregung mit Pulszügen führt dagegen zur erheblichen Verbreiterung des über den Pulszug aufintegrierten Spektrums. Im Verlauf des Pulszugs driften und springen die Spektren der Einzelpulse periodisch, abhängig von der Einzelpulsenergie, der Anzahl der Pulse im Pulszug und der Resonatorgeometrie. Die Ursache dafür liegt in der transienten thermischen Linse, die die transversale Modenstruktur und damit das Emissionsspektrum beeinflusst. Die Aberrationen der thermischen Linse führen aber gleichzeitig zu einer starken räumlichen Trennung des Lichtes unterschiedlicher Wellenlänge und zu einer Verschlechterung der Strahlqualität. Zur Erzielung einer hohen Ausgangleistung und einer guten Strahlqualität bei einer gleichzeitig hohen spektralen Bandbreite müssen daher besondere Bedingungen erfüllt werden.

4.1.2 Optimierter Ti:Saphir-Laser mit 0,75 W Ausgangsleistung

Als Konsequenz der vorher beschriebenen Messungen wurde ein nahezu semikonfokaler Resonator mit besonderen Pumpbedingungen realisiert (Resonator T3). Der Strahlradius im Ti:Saphir variiert für diesen Resonator mit wachsender thermischer Linse nur wenig (vgl. Abb. 4.18). Die Anregung erfolgte mit zwei Pulszügen mit einem zeitlichen Abstand von 7,45 ms und jeweils 11 Pulsen im Pulszug (Abb. 4.22). Dieser Doppelpulszug wurde mit 25 Hz wiederholt. Die Pumpenergie im Einzelpuls betrug 6,6 mJ, um eine hohe Verstärkung zu erzielen. Der Zeitraum zwischen den Pulszügen führte zum Abklingen der thermischen Linse bis zum zweiten Pulszug. Die Größe des zeitlichen Abstands wurde so gewählt, dass die Energien beider Pulszüge separat detektiert werden konnten (vgl. Kapitel 3.6). Mit diesem Pumpschema wurde eine Ausgangsenergie pro Pulszug von 15,2 mJ erreicht, das entspricht einer mittleren Ausgangsleistung von über 750 mW. In Abbildung 4.23 ist die Ausgangsenergie über der Pumpenergie abgetragen. Die Stabilität der Ausgangsenergie betrug 3,4% bei einer optischen Effizienz von 21%. Die Langzeitstabilität des Ti:Saphir-Lasers wurde nur durch die Lebensdauer der Blitzlampe des Pumplasers bestimmt.

Abb. 4.22 zeitliche Verläufe der Blitzlampenpulse (blau) und der Pulszüge (schwarz) für den Resonator T3

Abb. 4.23 Ausgangsenergien im Pulszug in Abhängigkeit von der Pumpenergie für den Resonator T3

4.1.2.1 Zeitverläufe der Intensität

Wie die Messungen der zeitlichen Verläufe der Intensität des emittierten Lichts ergaben, verändert sich die Aufbauzeit und die Dauer des Ti:Saphir-Pulses während des Pulszuges. In Abbildung 4.24 sind die 11 gemessenen Pumppulse und die zugehörigen Ti:Saphir-Pulse des ersten Pulszugs für eine Pumpenergie von 25 mJ dargestellt. Mit zunehmender thermischer Linse im Verlauf des Pulszugs erhöhen sich die Pulsaufbauzeit und die Pulsdauer aufgrund des veränderten Modenüberlapps und der damit geringeren wirksamen Verstärkung (vgl. Kapitel 2.4.1). Ab einer bestimmten aberrierten thermischen Linse erhöht sich die für den transversalen Mode wirksame Verstärkung wieder, die Pulsaufbauzeiten werden kleiner. Die für einen Pumpradius von 125 µm und eine Fluoreszenzrate von 10^-16 W/(cm²*s) berechneten Intensitätsverläufe zeigen das gleiche Verhalten (Abb. 4.25). Für kurze Pulsaufbauzeiten sind die Pulsverläufe asymmetrisch, mit größer werdenden Aufbauzeiten werden sie symmetrischer.

Abb. 4.24 gemessene Zeitverläufe der Intensität der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Abb. 4.25 berechnete Zeitverläufe der Intensität der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Der Verlauf der steigenden Flanke im Puls ist von der effektiven Verstärkung abhängig, der der fallenden Flanke von der Photonenlebensdauer im Resonator. Mit wachsender Pumpenergie und damit wachsender Verstärkung verringert sich der Einfluss des Modenüberlapps auf die Pulsverläufe. Abbildung 4.26 zeigt die gemessenen Zeitverläufe der Intensität der 11 Pulse im ersten Pulszug für eine Pumpenergie von 50 mJ im Pulszug, Abbildung 4.27 zeigt die für einen Pumpradius von 122 µm und eine Fluoreszenzrate von 10^-10 W/(cm²*s) berechneten Zeitverläufe. Das verwendete theoretische Modell beschreibt die Abhängigkeit der Aufbauzeit und der Dauer der Pulse im Pulszug von der Pumpenergie sehr gut. Die Abweichungen zwischen den berechneten und gemessenen Pulsverläufen resultieren zum einen daraus, dass die zeitlichen Abstände der Pulse im Pulszug nicht äquidistant und konstant sind, die Pulsenergien im Pulszug variieren und der Pumpstrahl räumlich fluktuiert, zum anderen wahrscheinlich daraus, dass zur Berechnung der Modenüberlapp als zeitlich konstant angenommen wurde.

Abb. 4.26 gemessene Zeitverläufe der Intensität der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Abb. 4.27 berechnete Zeitverläufe der Intensität der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Zur Berechnung der spektralen Abhängigkeit des Modenüberlapps wurde angenommen, dass sich der transversale Mode bis zur Pulsemission stabilisiert hat und zeitlich konstant ist. Für geringe Verstärkungen an den Seiten des spektralen Verstärkungsbereichs stabilisiert sich der transversale Mode erst nach mehr Umläufen, so dass sich ein zeitlich variierender Modenüberlapp ergibt. Dieser könnte zu unterschiedlichen Pulsaufbauzeiten der longitudinalen Moden und damit zur Erhöhung der Pulsdauer führen.

Die Veränderung des Modenüberlapps durch die zunehmende aberrierte thermische Linse erklärt auch, dass beim Betrieb des Lasers knapp über der Laserschwelle einige Pulse im Pulszug die Laserschwelle nicht erreichen (Abb. 4.28).

Abb. 4.28 gemessene Zeitverläufe der Intensität der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

4.1.2.2 Emissionsspektrum

Die Aufnahme der Einzelspektren im Pulszug ergab wieder ein Driften der Wellenlänge des Maximums zu größeren Werten und das Springen zu kleineren Werten (Abb. 4.29). Die mit den Ratengleichungen berechneten Spektren (Abb. 4.30) der Pulse im Pulszug zeigen ebenfalls ein leichtes Driften der Wellenlänge des Maximums zu größeren Werten, das Springen des Spektrums ist aber schon nach dem 7. Puls zu beobachten. Auffallend ist die Form des berechneten Spektrums des 7. Pulses, es besitzt zwei Maxima. Die leichte Modulierung der berechneten Spektren resultiert aus der Interpolation bei der Einbeziehung der spektralen Abhängigkeit des Modenüberlapps (vgl. Kapitel 2.4.1).

Abb. 4.29 gemessene Spektren der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Abb. 4.30 berechnete Spektren der Pulse im Pulszug (Resonator T3)

In Abbildung 4.31 sind die gemessenen und berechneten Bandbreiten und Wellenlängen am Maximum noch einmal dargestellt. Das verwendete Modell mit der Berücksichtigung der spektralen Abhängigkeit des Modenüberlapps erklärt das beobachtete Driften und Springen der Wellenlänge des Maximums und die Variation der Bandbreite im Verlauf des Pulszugs sehr gut. Abweichungen der berechneten von den gemessenen Werten resultieren vermutlich aus den nicht äquidistanten und konstanten zeitlichen Abständen der Pulse im Pulszug, aus der Variation der Pulsenergien im Pulszug und der räumlichen Fluktuation des Pumpstrahls.

Die spektrale Abhängigkeit des Modenüberlapps erklärt auch zeitweise beobachtete Spektren der Einzelpulse mit zwei Maxima (Abb. 4.32). Dabei verändern sich die Pulsaufbauzeiten und die Pulsverläufe nur unwesentlich. Durch einen geringen Modenüberlapp im Bereich des spektralen Verstärkungsmaximums kann es zu einer Verbreiterung des Bereiches der Emission und zu Spektren mit zwei Maxima kommen.

Abb. 4.31 berechnete und gemessene Bandbreiten und Wellenlängen am Maximum der 11 Pulse im Pulszug (Resonator T3)

Abb. 4.32 berechnetes Spektrum des 7. Pulses im Pulszug (Resonator T3) und gemessene Einzelspektren mit zwei Maxima

Die Bandbreite des über die beiden Pulszüge aufintegrierten Spektrums wird aufgrund der geringen Drift nicht wesentlich verbreitert (Abb. 4.33), die Lage des Emissionsmaximums bei 799 nm ist aber auf +-1 nm stabil. Die rot gestrichelte Linie entstand durch die Regression eines Gauß-Profils an das gemessene Gesamtspektrum. Das berechnete Gesamtspektrum weist bei einer Wellenlänge am Maximum von 798 nm eine Bandbreite von 35 nm auf. Die leichte Asymmetrie und Modulation wird wieder durch die Interpolation bei der spektralen Abhängigkeit des Modenüberlapps (vgl. Kapitel 2.4.1) verursacht. Das mit dem Modell berechnete Gesamtspektrum stimmt gut mit dem gemessenen überein.

Abb. 4.33 berechnetes und gemessenes aufintegriertes Spektrum bei einer Pumpenergie von 50 mJ im Pulszug und einem Reflexionsgrad von 80% (Resonator T3), rote Linie: Regression eines Gauß-Profils an das gemessene Spektrum

4.1.2.3 Transversale Struktur und Strahlqualität

Durch die gewählten Pumpbedingungen für den Resonator T3 konnten die durch die aberrierte thermische Linse hervorgerufenen Nebenmaxima im Strahlprofil reduziert werden. Abbildung 4.34 zeigt das über beide Pulszüge aufintegrierte Strahlprofil bei einer Pumpenergie von 50 mJ im Pulszug. Die Nebenmaxima sind nur schwach ausgeprägt.

Zur Messung der Strahlqualität wurde das Licht mit einer Linse einer Brennweite von 300 mm fokussiert. Im Bereich des Fokus wurden mit einem Abstand von 2 cm 40 Strahlprofile aufgenommen (vgl. Kapitel 3.5). In Abbildung 4.35 sind die gemessene und die berechnete Kaustik dargestellt. Die durch die Regression der Gleichung 2.32 an die gemessenen Strahlradien bestimmte Strahlqualität betrug M² = 2+-0,4. Die gleichermaßen bestimmte Strahlqualität aus den berechneten Strahlprofilen (vgl. Kapitel 3.5) ergab ein M² von 1,55+-0,05. Die Abweichung resultiert daraus, dass die transversalen Moden nur für eine Wellenlänge (795 nm) berechnet wurden. Das gemessene Strahlprofil setzt sich aber aus den transversalen Moden aller longitudinalen Moden zusammen. Um das in der Berechnung zu berücksichtigen, müssten zu jedem Puls im Pulszug die transversalen Moden bei unterschiedlichen Wellenlängen berechnet, auf die Pulsenergien normiert, spektral gewichtet (Emissionsspektrum des Pulses) und aufsummiert werden.

Abb. 4.34 über beide Pulszüge aufintegriertes Strahlprofil (Resonator T3)

Abb. 4.35 gemessene und berechnete Kaustik für der Resonator T3 bei einer Pumpenergie von 50 mJ im Pulszug

Die Betrachtung der gemessenen Strahlprofile (Abb. 4.36) der Einzelpulse und der bei 795 nm berechneten (Abb. 4.37) zeigt, dass sich der Radius des zentralen Maximums im Verlauf des Pulszugs verringert und die Nebenmaxima an Intensität zunehmen. Die Abnahme des zentralen Maximums und das periodische Erscheinen der Nebenmaxima und deren Drift zum Zentrum sind ursächlich für die periodische Abnahme und Zunahme des Modenüberlapps und damit für die periodische Drift der Spektren und Pulsverläufe. Das aufgestellte Modell beschreibt exzellent die beobachtete Entwicklung der transversalen Struktur und die daraus folgenden Einflüsse auf das Emissionsspektrum und die Pulsverläufe.

Abb. 4.36 gemessene Strahlprofile der Einzelpulse des 1. Pulszugs (Resonator T3) in 45 cm Abstand vom Auskoppelspiegel

Abb. 4.37 berechnete Strahlprofile der Einzelpulse des 1. Pulszugs (Resonator T3) in 45 cm Abstand vom Auskoppelspiegel

Abb. 4.36a gemessene Strahlprofile der Einzelpulse des 2. Pulszugs (Resonator T3) in 45 cm Abstand vom Auskoppelspiegel

4.1.2.4 Diskussion

Die Anregung des Ti:Saphir-Lasers mit 2 zeitlich versetzten Pulszügen und hohen Einzelpulsenergien führte zum gewünschten Resultat, einer hohen Ausgangsleistung von 0,75 W bei einer Strahlqualität von M² = 2. Dabei lag die erreichte Bandbreite des Gesamtspektrums von 34 nm nur wenig über der der Einzelpulse und weit unter der maximal erzielten von 63 nm. Der nahezu semikonfokale Resonator reagiert aufgrund seiner Lage in der Mitte des Stabilitätsbereichs unempfindlich auf Veränderungen der thermischen Linse.

Das in Kapitel 2 vorgestellte Modell beschreibt die beobachteten Phänomene und Abhängigkeiten sehr gut. Es gibt die Pulsaufbauzeit, die Pulsdauer und das Emissionsspektrum in Abhängigkeit von der Pumpenergie in guter Näherung wieder. Die periodische Drift und das Springen der Einzelspektren im Pulszug sowie Spektren mit 2 Maxima werden sehr gut beschrieben. Weiterhin wird die Entwicklung der transversalen Modenstruktur im Pulszug und die daraus resultierende Strahlqualität wiedergegeben. Die Abweichungen der Berechnungen von den Messungen resultieren aus der Vielzahl der getätigten Annahmen zur Modellierung und der benötigten Materialgrößen sowie aus den Schwankungen und Abweichungen bei den Experimenten.

4.1.3 Untersuchung der Verstärkungsschaltung von Alexandrit

Die Untersuchungen zur Verstärkungsschaltung von Alexandrit wurden bei verschiedenen Kristalltemperaturen durchgeführt. Zur Heizung und Temperaturstabilisierung wurde ein Kristallofen der Firma Optronics Inc. verwendet, der eine Temperaturkonstanz von +-0,1 K ermöglichte. Abbildung 4.38 zeigt den experimentellen Aufbau des Alexandrit-Resonators. Der Kristall konnte mittels Mikrometertischen horizontal und vertikal verschoben und mittels eines Kristalltisches um die vertikale Achse gedreht sowie horizontal verkippt werden. Damit war eine sehr genaue Justage möglich. Der Auskoppelspiegel befand sich auf einem in z-Richtung verschiebbaren Mikrometertisch, was die genaue Anpassung der Strahlradien im Kristall über die Veränderung der Resonatorlänge ermöglichte (Resonator A1 und A2).

Abb. 4.38 Experimenteller Aufbau der Resonatoren A1 und A2 mit Ofen und Temperaturregelung

Die Anregung des Alexandrit erfolgte mit 13 Pulsen im Pulszug mit einem zeitlichen Abstand von ca. 67 µs. Die Einzelpulsenergie betrug 3,9 mJ. Die Messungen wurden bei 25°C, 85°C, 150°C und 200°C durchgeführt. Das Optimum lag bei 85°C, da bei dieser Temperatur der effektive Emissionswirkungsquerschnitt schon erhöht, die Fluoreszenzlebensdauer noch nicht so stark abgesunken (ca. 200 µs) und die Absorption aus angeregten Zuständen (ESA) vergleichbar gering ist (vgl. Abbildungen 2.13 und 2.14). Bei Temperaturen über 100°C macht sich die Reabsorption aufgrund der verstärkten Besetzung höherer vibronischer Niveaus im unteren Band bemerkbar (vgl. Abb. 2.12). Der erhöhte effektive Emissionswirkungsquerschnitt wird dadurch überkompensiert. Weiterhin führt eine Temperaturerhöhung über 150°C zu einer verstärkten ESA, deren Minimum driftet zu größeren Wellenlängen [Le94].

Der bei 85°C betriebene Laser emittierte Pulszüge mit einer Energie von 106 µJ+-4 µJ. Trotz des Auskoppelspiegels mit einem Reflexionsgrad von 99% und einer maximalen Pumpenergie von 3,9 mJ pro Puls lief der Laser nur knapp über der Laserschwelle. Bei einer Kristalltemperatur von 200°C war die Laserschwelle so erhöht, dass der Laser nicht anschwang.

4.1.3.1 Messung der Zeitverläufe der Intensität

In Abbildung 4.39 sind der Pulszug des Pumplichts und die Alexandrit-Laserpulse für eine Kristalltemperatur von 85°C dargestellt. Der Alexandrit-Laser emittierte nur nach dem 3., 6., 9. und 12. Anregungspuls. Zur Aufnahme des Pulszugs des Pumplichts ist der Eingangswiderstand des R-C-Gliedes des Oszilloskops von 50 W auf 50 kW erhöht worden. Dadurch wurde erreicht, dass das gemessene Signal der Pulsenergie proportional ist. Deutlich sind die Schwankungen der Einzelpulsenergien im Pulszug zu erkennen.

Aufgrund der im Verhältnis zu Ti:Saphir sehr großen Fluoreszenzlebensdauer (ca. 200 µs) ist eine Pulsemission auch nach mehreren Pumppulsen möglich. Der Vorteil liegt in der Verteilung der Pumpenergie auf mehrere Pulse. Damit kann die Zerstörung der Kristallendfläche vermieden werden. Der Nachteil liegt darin, dass der Laser nicht weit über der Laserschwelle betrieben werden kann und damit das Emissionsspektrum verhältnismäßig schmal ist. Die gemessenen Pulsaufbauzeiten sind für die Verstärkungsschaltung unerwartet hoch, ein Indiz für die geringe Verstärkung im Alexandrit und die hohen Verluste im Resonator. Die Pulsaufbauzeiten schwanken in Abhängigkeit von den Schwankungen der Einzelpulsenergie.

Abb. 4.39 zeitliche Abstände der Pumppulse im Pulszug und Alexandrit-Laserpulse nach dem 3. Puls (schwarz), dem 6. Puls (rot), dem 9. Puls (grün) und dem 12. Puls (blau) bei 85°C (Resonator A1)

Zur genaueren Untersuchung der Verstärkungsschaltung von Alexandrit wurde der Alexandrit-Kristall (Resonator A2) von einem Laser-Verstärker-System gepumpt. Dieses System wurde am Lehrstuhl Photonik zur Untersuchung phasenkonjugierender Spiegel auf der Basis der stimulierten Brillouin-Streuung realisiert. Es bestand aus einem passiv Güte geschalteten (Cr⁴⁺:YAG) Ringresonator mit einer Länge von einem Meter und zwei einzeln zuschaltbaren Nachverstärkern. Der Ringresonator mit Nd:YAG als aktivem Medium enthielt einen Polarisator und zwei Fabry-Perot-Etalons. Dadurch emittierte der Ringlaser linear polarisiertes Licht in Pulsen von 20 ns bis 25 ns Dauer im longitudinalen Einzelmode und im transversalen Grundmode. Die Pulsenergie bei 1064 nm betrug nach der Verstärkung ca. 70 mJ, nach der Frequenzkonversion im KTP zu 532 nm maximal 23 mJ. Die Pumpenergie (532 nm) konnte über eine Lambda-Halbe-Platte und einen Polarisator variiert werden. Die Schwankungen der thermischen Linse der Verstärker und der lange optische Weg vom Ringlaser bis zum Alexandrit-Laser führten zu einer relativ schlechten Punktstabilität.

In Abbildung 4.40 sind der gemessene und der berechnete Intensitätsverlauf des Alexandrit-Pulses für eine Pumpenergie von 9,5 mJ und einen Pumpradius von 80 µm dargestellt. Die Pulsaufbauzeit beträgt nur etwa die Hälfte wie bei der Pulszug-Anregung gemessenen. Die Ursache der variierenden Modulation auf den Pulsverläufen und den Abweichungen von den berechneten Pulsverläufen konnte nicht geklärt werden. Der Laser lief wegen der relativ schlechten Punktstabilität des Pumpsystems nicht stabil. Eine Erhöhung der Pumppulsenergie führte zur Zerstörung der Eintrittsendfläche des Alexandrit-Kristalls, so dass keine größere Besetzungsdichte erzielt werden konnte.

Abb. 4.40 gemessener (schwarz) und berechneter (blau) Intensitätsverlauf des emittierten Pulses (Resonator A2)

4.1.3.2 Emissionsspektrum in Abhängigkeit von der Temperatur

Die Auswertung der Emissionsspektren bei verschiedenen Kristalltemperaturen ergab entgegen den Erwartungen (vgl. Abb. 3.14) ein Driften der Spektren zu größeren Wellenlängen (Abb. 4.40). Die Ursache dafür liegt vermutlich in der erhöhten Reabsorption durch die Besetzung höherer vibronischer Niveaus im unteren Band, die sich bei höherenergetischen Übergängen (kleine Wellenlängen) zuerst bemerkbar macht. Der Laser emittierte über einen Wellenlängenbereich von 10-20 nm.

Die Modulation auf den Spektren resultiert aus dem leichten Fehlschnitt des Alexandrit-Einkristalls. Sind die beiden Endflächen im Brewster-Winkel nicht exakt parallel zueinander und exakt zu den Kristallachsen geschnitten, wirkt der doppelbrechende Kristall wie ein Lyot-Filter. Ein doppelbrechender Kristall zwischen zwei parallelen Polarisatoren, dessen Kristallachsen unter einem Winkel zur Polarisation des Lichtes stehen, wirkt wie eine Verzögerungsplatte. Für bestimmte Wellenlängen wirkt die Verzögerungsplatte als Lambda-Halbe-Platte, das heißt, die Phasenverschiebung zwischen dem Licht der ordentlichen und außerordentlichen Achse beträgt 180°, die lineare Polarisation wird um 90° gedreht. Bei diesen Wellenlängen weist das Gesamtsystem eine Transmission von Null auf. Für Wellenlängen l, bei denen die Phasenverschiebung Vielfache von 360° ausmacht, ist das Gesamtsystem bis auf eine statische Transmission T₀ transparent. Die spektrale Abhängigkeit der Transmission T(l) ergibt sich gemäß [Ho97]:

(Gl. 4.1)

Hierbei ist L die Länge des doppelbrechenden Kristalls und Dn die Differenz der Brechungsindizes der ordentlichen und außerordentlichen Achse. Lyot-Filter werden in Lasern als frequenzselektive Elemente zur schmalbandigen Durchstimmung verwendet. Im vorliegenden Fall ist der Effekt störend, da diese Modulation in den Resonatorverlusten zu schmaleren Spektren mit mehreren Maxima führt. Diese sind für die Weißlichtinterferometrie unerwünscht (vgl. Abb. 2.2 und 2.3). Abbildung 4.40 zeigt eine berechnete Modulation auf der Verstärkungsverteilung für Alexandrit bei 25°C (blau), verursacht durch den Lyot-Filter-Effekt.

Abb. 4.41 gemessene Spektren bei unterschiedlichen Temperaturen für die Pulszug-Anregung (Resonator A1) und berechnete Modulation (Beispiel) auf der spektralen Verstärkungsverteilung (Lyot-Filter)

Die Einzelpuls-Anregung mit einer Pulsenergie von 9,5 mJ führte zu einer Bandbreite des Emissionsspektrums von ca. 7 nm bei einer Wellenlänge am Intensitätsmaximum von 764 nm (Abb. 4.42). Die leichte Modulation auf dem Spektrum rührt wahrscheinlich von Beugungserscheinungen im Spektrometer her. Aufgrund der geringen Energie des Alexandrit-Pulses konnte keine Streuscheibe vor dem Eintrittsspalt positioniert werden, die die räumliche Kohärenz zerstört hätte. Die rote Kurve resultiert aus der Regression der Gauß-Verteilung an das gemessene Spektrum. Das berechnete Spektrum ist schmaler als das gemessene. Ursächlich hierfür könnten abweichende in die Berechnung eingehende Materialgrößen sein, da diese häufig nur für Zimmertemperatur bestimmt werden. In Abbildung 4.43 ist die zeitliche Entwicklung der Wellenlänge am Intensitätsmaximum (schwarz) und der Bandbreite (blau) des Emissionsspektrums des Lasers vom Beginn des Pumppulses bis zum Ende des Alexandrit-Pulses (rot) dargestellt. Die Drift der Wellenlänge am Maximum und der Wellenlänge bei I/I_max = 0,5 zu größeren Werten resultiert in erster Linie aus der spektral unterschiedlichen Auskopplung. Die Stufen und Knicke in den Kurven werden durch die Interpolation bei der Berechnung der spektralen Abhängigkeit des Modenüberlapps verursacht.

Abb. 4.42 gemessenes und berechnetes Spektrum für die Einzelpuls-Anregung bei einer Temperatur von 85°C und einer Pumppulsenergie von 9,5 mJ (Resonator A2)

Abb. 4.43 berechnete zeitliche Entwicklung der Wellenlänge am Intensitätsmaximum, der Bandbreite und der Intensität bei einer Temperatur von 85°C und einer Pumppulsenergie von 9,5 mJ (Resonator A2)

Abbildung 4.44 zeigt die zeitliche Entwicklung der Kleinsignalverstärkung und der spektralen Verteilung der Intensität des emittierten Lichtes. Die Kleinsignalverstärkung baut sich während des Pumpvorgangs von 50 ns auf, bleibt aufgrund der hohen Fluoreszenzlebensdauer bis zur Pulsemission nahezu konstant und fällt dann innerhalb von wenigen 10 ns ab. Die Intensität im Puls wächst exponentiell an, die exponentiell abfallende Flanke resultiert aus der Photonenlebensdauer im Resonator.

Abb. 4.44 berechnete zeitliche Entwicklung der spektralen Verteilung der Verstärkung im Alexandrit und der Intensität des emittierten Lichts (Resonator A2)

4.1.3.3 Diskussion

Die Verstärkungsschaltung von Alexandrit führt zu Pulsen mit mehreren 100 ns Dauer und Bandbreiten der Emissionsspektren von einigen nm. Die Anregung mit Pulszügen erlaubt die Verteilung der Anregungsenergie auf mehrere Pulse, womit die Zerstörung der gepumpten Endfläche vermieden werden kann. Durch die geringe Verstärkung und die damit verbundene lange Pulsaufbauzeit reagiert der Alexandrit-Laser aber sensibel auf resonatorinterne Verluste (z.B. Lyot-Filter-Effekt des Stabes). Die Erhöhung der Kristalltemperatur führt nicht wie angenommen zur deutlichen Erhöhung der Gesamtverstärkung und damit höheren Bandbreite des Emissionsspektrums. Grund hierfür ist vermutlich die mit steigender Temperatur anwachsende Absorption aus dem unteren Band, insbesondere in den schwach gepumpten Bereichen. Die optimale Betriebstemperatur liegt bei etwa 85°C. Mit Hilfe der Einzelpulsanregung sind nur begrenzt höhere Verstärkungen erreichbar, da die hohe Spitzenintensität des Pumppulses zur Zerstörung der gepumpten Kristallendfläche führt. Im Vergleich mit Ti:Saphir ist Verstärkungsschaltung von Alexandrit sehr ineffizient. Ausschlaggebend für hohe Effizienz der Verstärkungsschaltung ist demnach der Emissionswirkungsquerschnitt, nicht die Fluoreszenzlebensdauer.

4.1.4 Zusammenfassung

Es wurden verschiedene Resonatoren mit Ti:Saphir und Alexandrit als aktive Medien aufgebaut und untersucht. Die aktiven Medien wurden longitudinal mit Einzelpulsen sowie mit Pulszügen von 10 bis 40 Einzelpulsen und jeweils 15 ns bis 20 ns Dauer angeregt. Bei den Untersuchungen stand das Emissionsspektrum und dessen zeitliche Entwicklung im Verlauf des Pulszugs im Vordergrund. Die dafür realisierten Ti:Saphir-Laser wiesen mittlere Ausgangsenergien von 365 mW bei einer optischen Effizienz von 31% und 525 mW bei einer optischen Effizienz von 19% auf. Die maximal erzielte Bandbreite betrug 63 nm Das Emissionsspektrum der Einzelpulse verbreiterte sich mit wachsender Energie im Pumppuls, die Pulsaufbauzeit verringerte sich. Das über den Pulszug aufintegrierte Spektrum verbreiterte sich durch die Drift der Einzelspektren, abhängig von der Einzelpulsenergie, dem Pulsabstand und der Anzahl der Pulse im Pulszug. Die Bandbreite des Emissionsspektrums wuchs erwartungsgemäß mit höherer Resonatorgüte. Die Resonatorgeometrie hatte entscheidenden Einfluss auf die Entwicklung des Emissionsspektrums während des Pulszugs. Resonatoren, die in der Mitte des Stabilitätsbereichs betrieben wurden, zeigten eine größere Unempfindlichkeit gegenüber der aberrierten thermischen Linse. Starke Aberrationen führten zu einer räumlichen Trennung des Emissionsspektrums, das heißt, das Spektrum veränderte sich über das Strahlprofil. Das in Kapitel 2 vorgestellte Modell beschreibt die beobachteten Phänomene sehr gut.

Die transiente thermische Linse im Verlauf des Pulszugs verursacht aufgrund ihres nicht parabelförmigen Brechungsindexprofils Aberrationen im transversalen Modenprofil. Die Form des Modenprofils ist von der Wellenlänge und der Verstärkung abhängig. Die für diesen Mode wirksame Verstärkung ergibt sich aus dem Überlapp von transversalem Mode im verstärkenden Medium und der Besetzungsdichteverteilung im verstärkenden Medium. Dadurch wird das wirksame spektrale Verstärkungsprofil verändert, was Auswirkungen auf das Emissionsspektrum hat.

Als Ergebnis der Untersuchungen wurde ein daraufhin optimierter Ti:Saphir-Laser mit einer mittleren Ausgangsleistung von 0,75 Watt, einer Strahlqualität von M² = 2 und einer Bandbreite von 34 nm realisiert und untersucht. Mit der Drift der Spektren im Pulszug variieren auch die Pulsaufbauzeiten und die Pulsdauern. Das in Kapitel 2 vorgestellte Modell beschreibt dieses Verhalten sehr gut.

Weiterhin wurde ein verstärkungsgeschalteter Alexandrit-Laser mit einer mittleren Ausgangsleistung von 2,6 mW realisiert und bei verschiedenen Kristalltemperaturen untersucht. Die Bandbreite des Emissionsspektrums betrug maximal 7 nm. Als optimale Betriebstemperatur des Alexandrits ergab sich ein Wert von 85°C.