Aufbau und Charakterisierung eines Systems zur Mikrobearbeitung mit Ultrakurzpulslaser

Inhaltsverzeichnis:

1. Einleitung

2. Lasersystem für die Mikrobearbeitung
2.1 Aufbau des Lasersystems
2.2 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse
2.2.1 Modenkopplung
2.2.1.1 Passive Modenkopplung
2.2.1.2 Sättigbarer Absorberspiegel
2.3 Strahlengang im Laser
2.3.1 Optische Komponenten im Strahlengang
2.3.2 Verlauf der Laserstrahlung im Laser
2.4 Steuerung

3. Charakterisierung von Laserstrahlen
3.1 Methode zur Messung des Strahldurchmessers
3.2 Bestimmung der Beugungsmaßzahl M²
3.3 Fokussierung der Laserstrahlung

4. Autokorrelator
4.1 Autokorrelation eines Signals
4.2 Optische Autokorrelation
4.3 Nichtlineare Optik
4.3.1 Wellengleichung der nichtlinearen Optik
4.3.2 Polarisation bei hohen Feldstärken
4.3.3 Die Suszeptibilität für Effekte 2. Ordnung
4.3.4 Phasenanpassung
4.3.5 Realisierung der Phasenanpassung

5. Aufbau des Autokorrelators
5.1 Optiken und Detektor
5.2 Nichtlinearer Kristall

6. Experimentelle Ergebnisse
6.1 Messung der Energiedichte
6.2 Messung der Beugungsmaßzahl M²
6.3 Messung der Laserpulslänge

7. Zusammenfassung

1. Einleitung

Seit der ersten experimentellen Realisierung eines Lasers im Jahr 1960 durch T.H. Maiman [1] ist das Gebiet der Laserphysik stark expandiert. Die Entdeckung und Weiterentwicklung unterschiedlichster Lasermaterialien führte zu einem weiten Anwendungsbereich, dass sich von Medizin [2] über Materialbearbeitung [3] bis hin zur Telekommunikation [4] erstreckt.

Im Bereich der Mikrobearbeitung hat sich der Laser als sehr nützliches Instrument erwiesen. Durch seine Flexibilität und seiner Fähigkeit nahezu jedes Material bear- beiten zu können, ist sein Einsatzgebiet scheinbar grenzenlos.

Aufgrund seiner Bearbeitung ist es möglich, die Effektivität von Bauteilen zu erhöhen. So erfahren Oberflächen nach einer Strukturierung mit dem Laser eine Verbesserung ihrer tribologischen Eigenschaft.

Ein Gebiet, in dem zunehmend geforscht wird, ist das Laserritzen von Solarzellen. Mit herkömmlichen Methoden getrennte Solarzellen weisen durch lokale Kurz- schlüsse Wirkungsgradverluste bis zu 30 % auf. Das neuartige Laserritzverfahren für mono- und polykristalline Silicium-Wafer ermöglicht eine saubere und kostengünsti- gere Separierung.

Eines der ersten Anwendungen in der Mikrobearbeitung ist das Bohren von Löchern. Mit Durchmessern von weniger als 20 µm ist diese Applikation für die Herstellung von Druckerdüsen oder Mikro-Filtern unverzichtbar geworden.

Auch im kommerziellen Bereich hat sich der Laser etabliert. Eine Laseranlage zum Beschriften und Markieren von Oberflächen gehört heutzutage zur Standard-Aus- rüstung wenn es darum geht, hohe Durchsatzraten zu erzielen.

Im Rahmen eines Projekts zur Strukturierung von Dünnschichtsolarzellen wurde ein Laser Bearbeitungssystem aufgebaut, dass darüber hinaus auch für gängige Mikro- bearbeitungen verwendet werden soll. Die vorliegende Diplomarbeit beschäftigt sich mit dem Aufbau und der Charakterisierung des eingebauten Lasersystems.

Im ersten Teil der Arbeit wird auf die Erzeugung und Verstärkung von Laserpulsen des Lasers eingegangen, wobei das Prinzip der Modenkopplung und ihre Realisie- rung über einen sättigbaren Absorberspiegel genauer dargelegt werden. Um den Vorgang der Pulseinkopplung in den Verstärker besser zu verstehen, folgt eine detaillierte Beschreibung des Strahlenverlaufs im Laser. Die Ansteuerung und Einstellmöglichkeiten der Laseranlage beenden das Kapitel.

Die ausgehende Laserstrahlung ist nicht nur durch ihre Wellenlänge und deren Leistung charakterisiert. Ein wichtiger Wert, um die Qualität der Laserstrahlung zu beschreiben ist die Beugungsmaßzahl, auch als M² bezeichnet. Die Methode zur Durchführung und Auswertung der Strahlqualitätszahl sowie deren Einfluss auf die Fokussierung von Laserstrahlen wird im 3. Abschnitt diskutiert. Das Verfahren zur Änderung des Fokusdurchmessers und die Berechnung der daraus resultierenden Energiedichte folgen abschließend.

Der Mittelpunkt dieser Arbeit besteht in der Bestimmung der Laserpulslänge mit Hilfe eines dazu aufgebauten Autokorrelators. Um den Sachverhalt der Frequenzver- dopplung durch einen nichtlinearen Kristall, die zur Gewinnung der Autokorrelations- funktion 2. Ordnung erforderlich ist, zu verstehen, liegt ein Schwerpunkt in der Theo- rie der nichtlinearen Optik. Auf die, für effektive Frequenzverdopplung, wichtige Thematik der Phasenanpassung und deren Realisierung wird am Ende des Kapitels eingegangen.

Der Aufbau des Autokorrelators - speziell der eingebaute nichtlineare Kristall und die Auswertung der Messergebnisse - sind der Inhalt der folgenden zwei Abschnitte. Mit einer Zusammenfassung beschließt Kapitel 7 die Arbeit.

2. Lasersystem für die Mikrobearbeitung

In der Materialbearbeitung mittels Laserpulsen hat die Pulsdauer einen entscheiden- den Einfluss auf das Arbeitsergebnis [5]. Die Wechselwirkung eines Laserpulses mit der Materie kann in vier Schritten beschrieben werden. Trifft der Laser auf das Target so findet in diesem eine Deposition der Laserenergie statt. Anschließend durchläuft der getroffene Bereich einige sehr schnelle Phasenübergänge und geht schließlich in einen Plasmazustand über. In einem dritten Schritt findet die Trennung des getroffe- nen Bereiches vom Rest des Target statt; die Ablation. Im vierten, abschließenden Abschnitt dehnt sich die Plasmawolke in die Umgebung aus.

Die Deposisiton von Laserenergie in einem Target hängt stark von der Art des Mate- rials ab insbesondere von ihrer Wärmeleitfähigkeit. Diese sagt aus, wie schnell die auftreffende Laserenergie an die Umgebung abgegeben wird und so ein Aufheizen der Gitterstruktur bewirkt.

Ist die Pulsdauer wesentlich kürzer als die „Heizzeit“ des Gitters, kann eine Wärme- leitung in die Umgebung vernachlässigt werden. Dies macht ein sehr präzises Ar- beiten möglich, da die Effekte durch den Laserpuls strikt auf den getroffenen Bereich beschränkt bleiben.

Um im Mikrometer-Bereich saubere und reproduzierbare Resultate erzielen zukön- nen, sind heutzutage Laser mit Pulsbreiten von Pikosekunden im Einsatz. Für diesen Aufbau wurde ein diodengepumpter Festkörperlaser der Firma High Q Laser integ- riert, da er sich durch große Stabilität und einfache Handhabung auszeichnet.

2.1 Aufbau des Lasersystems

Der Aufbau des Lasers besteht im Wesentlichen aus zwei Modulen. Dem Seed-La- ser, in dem die Erzeugung der ultrakurzen Laserpulse erfolgt, und dem regenerativen Verstärker, der die Pulsenergie um ein Vielfaches verstärkt.

Der Seed-Laser

Im Seed-Laser befindet sich ein Nd:VAN-Kristall (Nd:YVO4) als Lasermedium, der bei einer Wellenlänge von 1064 nm laseraktiv ist. Der Vorteil gegenüber den sonst weit- verbreiteten YAG Kristallen besteht darin, dass sein Wirkungsquerschnitt s, der die effektive Fläche angibt, mit der ein Atom die Photonen absorbiert, wesentlich effi- zienter ist. Durch seine extrem starke Doppelbrechung emittiert der Kristall nahezu ideal polarisiertes Licht [6], die für den Strahlenverlauf im Laser von großer Bedeu- tung ist.

Der Kristall wird von einer Laserdiode gepumpt, die ihre Leistung bei einer Wellen- länge von 808nm einstrahlt. Sie wird dabei mit einem Strom von 1A betrieben. Da die emittierte Wellenlänge der Pumpdiode sehr empfindlich auf Temperaturänderungen reagiert, ist eine stabile Kühlung unabdingbar für einen soliden Laserbetrieb. Ebenso muss die, durch die hohe Verlustleistung der Laserdiode entstandene Wärme effi- zient abtransportiert werden. Die Kühlwassertemperatur bei diesem System beträgt 19°C wobei eine Stabilität von ±0,1 °C realisiert wird.

Da sich die Laserdioden mit zunehmender Laufzeit deutlich abschwächen, wird der Kristall nicht mehr effektiv gepumpt, und die Laserleistung wird erheblich vermindert. Daher sind die Pumpdioden, sowohl für den Seed-Laser als auch für den regenerati- ven Verstärker, jeweils in einem URDM, einem user-replaceable diode module, un- tergebracht. Dies hat den Vorteil, dass der Kunde selbst das Modul austauschen kann, und somit die Service-Kosten niedrig gehalten werden.

Die Realisierung des ultrakurzen Pulses erfolgt durch einen sättigbaren Absorber- spiegel. Auf diesen wird im folgenden Kapitel näher eingegangen.

Da im Pulsbetrieb ein einziger Pikosekundenpuls im Resonator hin- und herläuft, wird die Repetitionsrate f rep des Lasers durch die Resonatorlänge l bestimmt [7]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Für den Anwender ist die Repetitionsrate ein wichtiger Faktor, da sich über diesen und der mittleren Ausgangsleistung P die Pulsenergie berechnen lässt [7]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Eine Messung der ausgehenden Laserstrahlung ergab eine mittlere Leistung von 165 mW. Mit der Repetitionsrate des Seed-Lasers von 70 MHz wird somit eine Puls- energie von 2,36 nJ erreicht.

Der regenerative Verstärker

Da die Energie für viele Applikationen nicht ausreichend ist, wird die Pulsenergie im regenerativen Verstärker [8] um ein vielfaches erhöht. Dabei läuft ein einzelner Puls mehrmals durch das Verstärkermedium, ebenfalls ein Nd:VAN-Kristall, und intensi- viert sich bei jedem Durchgang. Die Pumpdiode, die ihre Leistung ebenfalls bei einer Wellenlänge von 808 nm in den Kristall einstrahlt, wird mit 22 A betrieben.

Wenn keine Besetzungsinversion mehr vorliegt, erreicht der Puls eine Sättigung und wird mit Hilfe einer im Resonator befindlichen Pockelszelle über einen Dünnschicht- polarisator aus dem reg. Verstärker ausgekoppelt.

Bei einer eingestellten Repetitionsrate des Verstärkers von 20 kHz wird nur jeder 3500. Puls verstärkt, die anderen gehen verloren. Mit einer mittleren Ausgangsleis- tung von 1,8 W wurde eine Verstärkung der Pulsenergie von vier Größenordnungen erreicht, und beträgt nun 90 µJ.

2.2 Erzeugung ultrakurzer Laserpulse

Um den, für den Materialabtrag erforderlichen Dampfdruck zu erzielen, werden Strahlungsintensitäten von einigen 106 bis 108 W/cm2 benötigt. Im Pulsbetrieb lassen sich solche Werte sehr einfach erreichen.

Die einfachste Möglichkeit einen Laser im Pulsbetrieb zu benutzen besteht darin, die Anregungsleistung zu pulsen [7]. Zur Anregung dienen Blitzlampen, die kurzzeitig Leistungen von 106 Watt liefern. Die Pulsdauer solcher Systeme liegt im µs-Bereich. Pulse mit einer Dauer von einigen ns lassen sich durch die Güteschaltung realisie- ren. Das Prinzip dieses Verfahrens liegt darin, im Laserkristall Anregungsenergie zu speichern und diese dann schlagartig in Form eines kurzen, intensiven Lichtimpulses zu nutzen [9]. Aktive Güteschaltungen werden meist durch akkustooptische oder elektrooptische Modulatoren realisiert. Eine häufig verwendete Modulationsart stellt die Pockelszelle in Verbindung mit einem Polarisator dar.

Weitaus kürzere Pulse, die bis in den Femtosekunden-Bereich reichen, werden mit der Technik der Modenkopplung erzeugt [10].

2.2.1 Modenkopplung

Die im Laserresonator anschwingenden longitudinalen Moden sind im freilaufenden Betrieb unabhängig voneinander. Ihre Phasenbeziehung unterliegt statistischen und zeitlichen Schwankungen, dessen Ausgangssignal einem Rauschen ähnelt. Über optische Modulatoren, die im Resonator eingebaut sind, ist es jedoch möglich, die konstruktive Überlagerung der Moden zu erzwingen. Werden die Phasendifferenzen der anschwingenden Moden so unterdrückt, dass die Feldstärkeamplituden sich bei jedem Resonatorumlauf an einem Ort konstruktiv überlagern, so werden sehr kurze Pulse mit hohen Intensitäten erzeugt. Eine mathematische Beschreibung verdeutlicht diese Tatsache.

Der zeitliche Verlauf der elektrischen Feldstärke einer stehenden Welle ergibt sich

zu [11]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Gelangen N solcher stehender Wellen zur Selbsterregung, so summieren sich die einzelnen Wellen auf und für die resultierende Feldstärke gilt [11]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Dabei wurde angenommen, dass alle Wellen die gleiche Amplitude E 0 und durch die Modenkopplung alle Phasen ϕ 0 null sind. Mit der Frequenz c / 2 L =[Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten] , mit der sich die benachbarten Moden unterscheiden, ergibt sich für die Ausgangsintensität [11]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Mit zunehmender Zahl N gekoppelten Moden steigt die Intensität quadratisch an und die Pulsbreite nimmt linear ab.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.1 Zeitlicher Verlauf der Laserintensität für die Überlagerung unterschiedlicher Anzahl von Moden.

2.2.1.1 Passive Modenkopplung

Die ersten modengekoppelten Laser waren aktiv modengekoppelt [12,13]. Bei dieser Methode wird ein optischer Intensitätsmodulator innerhalb des Resonators von ei- nem externen Taktgeber synchron zur Umlaufdauer angesteuert. Sehr viel kürzere Pulse lassen sich durch passive Modenkopplung erzeugen [14]. Die Verlustmodula- tion wird in diesem Fall vom optischen Puls selbst gesteuert. Zur passiven Moden- kopplung wird ein sättigbarer Absorber eingesetzt.

2.2.1.2 Sättigbarer Absorberspiegel

Für die Herstellung eines sättigbaren Halbleiterspiegels wird die MBE-Technik (Mo- lecular Beam Epitaxy) verwendet. Der schematische Aufbau eines solchen Spiegels ist in Abb. 2.2 dargestellt. Auf ein GaAs-Substrat wird ein Bragg-Spiegel [15] aufge- wachsen, der aus ca. 27 periodisch angeordneten AlAs/GaAs-Schichtpaaren be- steht. Durch die unterschiedlichen Brechungsindizes der beiden transparenten Mate- rialien findet an deren Grenzschicht eine Reflexion statt. Wenn die Dicke der AlAs- und GaAs-Schichten einem Viertel der optischen Wellenlänge im Material entspricht, interferieren die reflektierten Wellenanteile so, dass nahezu 100% der optischen Welle am Bragg-Spiegel reflektiert werden. Auf den Bragg-Spiegel wird die Absorber- Sektion gewachsen bestehend aus einer absorbierenden InGaAs-Schicht. Zuletzt wird eine Anti-Reflexions-Schicht (AR-Schicht) [16] auf die Absorber-Sektion aufge- bracht.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.2 Struktur eines sättigbaren Halbleiterspiegels.

Das Prinzip des Lasers ist die stimulierte Emission von Licht. Dieses Licht läuft zwi- schen zwei Spiegeln, dem Resonator, durch das aktive Medium hin und her und bewirkt so eine Verstärkung der Lichtwelle. Dabei ist ein Spiegel teildurchlässig und dient dazu, einen Teil des Laserstrahls aus dem Resonator zukoppeln. Der andere hingegen reflektiert das Licht zu 100%. Wird dieser Spiegel durch den sättigbaren Halbleiterspiegel ersetzt bewirkt er, dass ein Teil des reflektierten Pulses absorbiert wird und somit die Rückkopplung in das aktive Medium unterbricht. Im aktiven Medium kann sich nun eine Besetzungsinversion aufbauen.

Für die Transmission T der Absorber-Schicht gilt mit dem Absorptionskoeffizient a:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Dabei ist I s die materialabhängige Sättigungsintensität. Mit steigender Intensität wer- den immer mehr Elektronen in einen angeregten Zustand gebracht, aus der sie durch stimulierte Emission wieder in den Grundzustand gelangen. Diese Schicht ist transparent, wenn sich ebenso viele Elektronen im Grund- wie auch im angeregten Zustand befinden.

Die Anfangstransmission T 0 wird durch entsprechende Dotierung des Halbleiter- spiegels so gewählt, dass bei maximaler Besetzungsinversion der Absorber transparent wird, und die gesamte Intensität in das aktive Medium zurückgekoppelt wird. Die darin gespeicherte Anregungsenergie wird als intensitätsstarker Riesen- impuls abgegeben.

2.3 Strahlengang im Laser

Das Ein- und Auskoppeln des Laserpulses in den Verstärker sowie die Strahlführung aus dem Laser hinaus erfolgt über optische Modulatoren. Im Folgenden sollen, der besseren Übersicht wegen, die parallele und die senkrechte Polarisation als p- und s- bezeichnet werden.

2.3.1 Optische Komponenten im Strahlengang

Der Verlauf der Laserstrahlung wird über optische Modulatoren gesteuert. Diese be- wirken, aufgrund ihrer doppelbrechenden Eigenschaft, eine Änderung der Polarisati- onsrichtung. Dadurch wirkt der Laserstrahl für einige Bauelemente transmittierend, für andere hochreflektierend.

Eine dieser Modulatoren ist die Pockelszelle. Bestimmte Materialien werden bei An- legen einer Spannung doppelbrechend. Durch die Brechzahländerung ∆ n entsteht ein Phasenunterschied ϕ zwischen den beiden Komponenten des Feldstärke Vektors E (Abb. 2.4), was eine Änderung der Polarisationsrichtung der ausgehenden Strahlung bewirkt. Diese ist proportional zur angelegten Spannung U und ist abhängig von der Kristalllänge l und dem Abstand der Elektroden d:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Dabei ist a eine materialabhängige Konstante die die Orientierung und den Bre- chungsindex des Kristalls berücksichtigt. Die Pockelszelle ist so geschaltet, dass die Polarisation der Laserstrahlung von linear in zirkular und umgekehrt übergeht. Dabei spielt die Polarisationsrichtung der einfallenden Strahlung eine entscheidende Rolle. Wird die Pockelszelle so betrieben, dass die Phasenverschiebung ein viertel der Wellenlänge beträgt, so wirkt sich die Änderung wie folgt aus: Fällt senkrecht polarisiertes Licht ein, so ist der Strahl rechtszirkular, fällt parallel polarisiertes Licht ein ist der ausgehende Strahl linkszirkular polarisiert.

Die Änderung der Polarisationsrichtung des Strahls erfolgt innerhalb weniger Nano- sekunden. Diese kurzen Schaltzeiten sind nötig, um aus dem Seed-Laser kommen- den Pulszug einen einzelnen Puls herauszunehmen.

Ein weiterer Modulator ist der Faraday-Rotator. Dieser beruht auf dem magneto- optischen Effekt. In einigen doppelbrechenden Materialien tritt optische Aktivität auf, wenn man ein magnetisches Feld parallel zur Ausbreitungsrichtung des Strahles anlegt. Dabei ist der Winkel a, um den sich die Schwingungsebene dreht, proportional zur angelegten magnetischen Feldstärke H und der Länge l des im Feld befindlichen Materials:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Die materialabhängige Proportionalitätskonstante V wird als Verdet-Konstante be- zeichnet. Die besondere Eigenschaft des Faraday-Effektes ist, dass der

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.3 Änderung der Polarisationsrichtung bei zweimaligem Durchgang durch ein

l/2 Plättchen (a) und durch einen Faraday Rotator (b).

Drehwinkel a unabhängig von der Ausbreitungsrichtung des Laserstrahls ist. Das be- deutet, dass die Polarisationstransformation nicht wieder rückgängig gemacht wird, wenn der Laserstrahl wiederholt den Rotator durchläuft, sondern dass die Polarisationsebene erneut um den Winkel a weitergedreht wird Abb. 2.3 (b). Dies erlaubt, mit Hilfe eines eingebauten Polfilters, die Konstruktion einer optischen Diode.

Neben den aktiven Modulatoren, die die Polarisationsrichtung des Strahls ändern, befinden sich auch passive im Strahlengang, die eine Richtungsänderung des Feld- stärkevektors bewirken.

Bei einem λ/2 bzw. λ/4 Plättchen wird ebenfalls das Phänomen der Doppelbrechung angewendet. Dabei wird ein polarisierter Strahl, der unter einem bestimmten Winkel q zur optischen Achse o.A. einfällt, in eine senkrechte und eine parallele Kompo- nente zerlegt (Abb. 2.4).

Bei einem λ/2 Plättchen kann die Dicke d so gewählt werden, dass die beiden Kom- ponenten am Ausgang des Plättchens um λ/2 gegeneinander verschoben sind:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der ausfallende Strahl ist wieder linear polarisiert wenn linear polarisiertes Licht ein- gestrahlt wurde, wobei sich die Polarisationsrichtung um den Winkel 2q gedreht hat.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.4 Der elektrische Feldvektor E ein spaltet sich in eine parallele und eine senkrechte Komponente zur optischen Achse o.A. auf.

Ähnlich ist es bei einem λ/4 Plättchen. Hier wird die Dicke d so eingestellt, dass sich eine Phasenverschiebung der beiden Strahlen von λ/4 ergibt:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Die Änderung der Polarisation der durchgehenden Strahlung ist identisch mit der der Pockelszelle.

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