Maßgeschneiderte Externer-Resonator-Halbleiterlasersysteme unter Ausnutzung Nichtlinearer Dynamik...

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tm 353Technisches Messen 74 (2007) 6 / DOI 10.1524/teme.2007.74.6.353 © Oldenbourg Verlag

Maßgeschneiderte Externer-Resonator-Halbleiterlasersysteme unter AusnutzungNichtlinearer Dynamik

M ichael Peil, Shyam K . M andre, Ingo Fischer, Wolfgang Elsäßer,TU Darmstadt

Manuskripteingang: 11. Dezember 2006; zur Veröffentlichung angenommen: 14. März 2007

Wir untersuchen die Möglichkeit des Einsatzes und der Anwendung Nichtlinearer Dynamik (NLD)zur gezielten Beeinflussung der Emissionseigenschaften von Halbleiterlasersystemen in Externer-Resonator-Konfiguration. Anhand zweier Beispiele zeigen wir, dass der Einsatz der NichtlinearenDynamik eine gezielte Entwicklung neuartiger Lichtquellen mit maßgeschneiderten Emissions-und Kohärenzeigenschaften ermöglicht. Unsere Ergebnisse verdeutlichen das hohe Potenzial derNichtlinearen Dynamik zur gezielten Optimierung nichtlinearer Systeme, die in verschiedenenMethoden der Messtechnik Einsatz finden.

Schlagwörter: Nichtlineare Dynamik, Halbleiterlaser, zeitverzögerte Rückkopplung, Kontrolle,Kohärenz

Tailored External-Cavity SemiconductorLaser Systems Harnessing NonlinearDynamicsWe investigate the possibility of harnessing nonlinear dynamics (NLD) by tailoring and controllingthe emission dynamics of semiconductor laser systems with an external-cavity configuration. Bymeans of two examples, we highlight that nonlinear dynamics enables the development of novel lightsources with customized emission and coherence properties. Our results emphasize the high potentialof nonlinear dynamics for a specific optimization of nonlinear systems, allowing for implementationin various methods of measurement engineering.

Keywords: Nonlinear dynamics, semiconductor lasers, delayed feedback, control, coherence

1 EinleitungIn den vergangenen drei Jahrzehnten haben sich Halb-leiterlaser (HL) immer stärker in verschiedenen Berei-chen industrieller, aber auch alltäglicher Anwendungen

etabliert. Neben dem Einsatz in CD-/DVD-Laufwerkenund Laserdruckern finden Halbleiterlaser zum Beispielbeim Pumpen von Festkörperlasern, in der Materialbe-arbeitung und, nicht zuletzt, in der TelekommunikationAnwendung. Hierbei kommen den Halbleiterlasern

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tm 354Technisches Messen 74 (2007) 6 M. Peil u. a.: Maßgeschneiderte Externer-Resonator-Halbleiterlasersysteme . . .

Eigenschaften wie geringe Größe, kostengünstige Her-stellung und hohe Effizienz zugute, die die HL-Branchezur ökonomisch bedeutendsten im Lasermarkt wachsenließen.

Mögen Halbleiterlaser auch einfach in der Handha-bung sein, so erfordert deren physikalische Beschrei-bung das Verständnis von komplexen nichtlinearenWechselwirkungsmechanismen zwischen optischemFeld und Halbleitermaterial, die in Abhängigkeit derBetriebsbedingungen komplizierte nichtlineare Emissi-onsdynamik hervorrufen können. Aus diesem Grundeist die Nichtlineare Dynamik ein Forschungsgebiet, dasdie technische Weiterentwicklung und Verbreitung derHalbleiterlaser bis heute begleitet.

Die in dieser Arbeit vorgestellten Untersuchungenkonzentrieren sich auf den Einfluss optischer Rück-kopplung (RK) auf die Emissionseigenschaften vonHalbleiterlasern. Auf der einen Seite stellen RK-indu-zierte Instabilitäten ein praxisnahes Problem dar, dasolche Instabilitäten die Funktionalität vieler Systemestören und den Einsatz kostspieliger Komponenten zuroptischen Isolation erfordern. Auf der anderen Seitesind RK-induzierte dynamische Phänomene von inter-disziplinärem Interesse, weshalb deren Erforschung fes-ter Bestandteil der Nichtlinearen Dynamik geworden ist.

In HL-Systemen kann optische Rückkopplung jenach Konfiguration einen ambivalenten Einfluss auf dasEmissionsverhalten von Halbleiterlasern haben. Zumeinen können durch optische Rückkopplung dynami-sche Instabilitäten der Laserintensität induziert werden,die mit einer Verbreiterung des optischen Emissions-Spektrums einhergehen und so zu einer Verringerungder zeitlichen Kohärenz des emittierten Lichts füh-ren [1; 2]. Zum anderen konnte gezeigt werden, dassdurch den gezielten Einsatz des Wissens über die Nicht-lineare Dynamik in solchen RK-Systemen auch genaudas Gegenteil, eine Reduktion der Linienbreite, hervor-gerufen werden kann [3]. Aus technischer Sicht eröffnetdie Nichtlineare Dynamik eine Kontrollmöglichkeit überdie Kohärenzeigenschaften von Halbleiterlasern, dievon großem Interesse ist, da sie die Konstruktion vonLichtquellen mit maßgeschneiderten Kohärenzeigen-schaften und den guten Strahleigenschaften eines Lasersermöglicht. Derartige inkohärente HL-Lichtquellenkönnten unmittelbaren Einsatz in moderner Messtech-nik wie z. B. Kohärenztomografie und Kohärenzradarfinden [4; 5].

Neben der Nutzung von Nichtlinearer Dynamik(NLD) zur gezielten Destabilisierung der Laseremissionkann optische Rückkopplung auch zur Stabilisierungeines instabilen nichtlinearen Systems herangezogenwerden. Breitstreifenlaser, deren Emissionszone auf biszu 200 µm verbreitert wird, um Ausgangsleistungenvon einigen Watt zu erzielen, stellen solche instabilenSysteme dar. Die Stabilisierung der Emissionsdyna-

mik solcher Breitstreifenlaser ist von physikalischem,aber auch technischem Interesse [6], da Breitstreifenla-ser in der Medizin, Spektroskopie, Materialbearbeitungund auch als Pumplaser eingesetzt werden. Weitere di-rekte Einsatzmöglichkeiten würden zudem durch dieStabilisierung ermöglicht.

In dieser Arbeit möchten wir anhand zweierBeispiele auf das Potenzial der Anwendung von Nicht-linearer Dynamik zur Realisierung maßgeschneiderterHL-Systeme in Externer-Resonator-Konfiguration hin-weisen. Dazu werden wir Experimente sowohl zurgezielten Destabilisierung von Halbleiterlasern, die derkontrollierten Reduktion ihrer Kohärenzlänge dient, alsauch Experimente zur Stabilisierung eines Breitstreifen-lasers mittels optischer Rückkopplung präsentieren.

2 Destabilisierungeines Halbleiterlasers:Lichtquelle mitabstimmbarenKohärenzeigenschaften

In den letzten zwei Jahrzehnten haben sich Halbleiterla-ser als gut geeignete Lichtquellen für messtechnischeAnwendungen etabliert. Allerdings werden insbeson-dere die Anforderungen an die Präzision von Längen-und Entfernungsmessmethoden aufgrund der schnellvoranschreitenden Entwicklung in vielen Bereichen derTechnik immer größer. Während manche Methodenauf der Kohärenz des Laserlichts beruhen, kann diesebei anderen Verfahren gerade stören und die Mess-genauigkeit limitieren, da störende Interferenzeffekteauftreten. Um dieses Problem zu umgehen, wurdenneue Messmethoden vorgeschlagen, die auf Lichtquel-len mit maßgeschneiderten Kohärenzeigenschaften undguten Strahlqualitäten basieren [4; 5]. In diesem Zu-sammenhang präsentieren wir einen vielversprechendenAnsatz zur Realisierung solcher Lichtquellen mit durch-stimmbaren Kohärenzeigenschaften, der auf Nutzungder Nichtlinearen Dynamik eines HL-Systems beruht.

2.1 Experimenteller Aufbau

Zur Realisierung einer möglichst inkohärenten Licht-quelle soll die Kohärenzlänge eines Halbleiterlasersdurch zeitverzögerte optische Rückkopplung unter Ein-satz von Nichtlinearer Dynamik reduziert werden. Bild 1zeigt ein Schema des entsprechenden Experiments.Für die Lichtquelle wurde ein Halbleiterlaser mit ei-nem besonders geringen Longitudinalmodenabstandund einer breiten und flachen Gewinnkurve ausge-

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Bild 1: Experimenteller Aufbau der inkohärentenLichtquelle.Figure 1: Experimental setup of the incoherentlight source.

wählt. Der verwendete Halbleiterlaser ist ein 1,5 mmlanger Multimoden-Rippenwellenleiter-Laser, der beieiner Wellenlänge von 785 nm emittiert und einenLongitudinalmodenabstand von 25,3 GHz aufweist.Die maximale Ausgangsleistung des Halbleiterlasersbeträgt 110 mW und ist bei 3,3-fachem SchwellstromIS = 45,7 mA erreicht. Der Halbleiterlaser (HL) wirdmit einer rauscharmen Stromquelle betrieben und seineTemperatur auf 22,5 ◦C stabilisiert. Das an der Vorder-facette emittierte Licht wird kollimiert (L) und trifftauf einen teildurchlässigen Spiegel (TS). Der am TSreflektierte Anteil wird wieder in den Halbleiterlasereingekoppelt. Eine solche Anordnung wird auch alsExterner-Resonator-Konfiguration bezeichnet, da derTS und die Rückfacette des Lasers einen zusätzlichenResonator zum HL-Resonator definieren. Im Experi-ment werden externe Resonatoren (ER) mit Längen(LER) kürzer als 3 cm untersucht, sodass LER ledig-lich wenige Vielfache der effektiven Laserlänge in Luft(LL,eff = 5,7 mm) beträgt. Die Emissionsdynamik einessolchen HL-Systems wird im Wesentlichen durch denNichtlinearitätsparameter α, den Pumpstrom IDC, dieRückkopplungsstärke R = PRK/Pemit, die Verzögerungs-zeit τER und die Rückkopplungsphase ∆Φ = Φ(t)−Φ(t − τER) bestimmt [7; 8]. Insbesondere die empfind-liche Abhängigkeit der Dynamik von ∆Φ prädestiniertdiesen Parameter als experimentelle Kontrollgröße, dieallerdings auch hohe Anforderungen an die Stabilitätdes Aufbaus stellt. Aus diesem Grund wurde in Zu-sammenarbeit mit Sacher Lasertechnik ein geeigneterAufbau entwickelt, der den hohen Stabilitätsanforderun-gen genügt und gleichzeitig eine gute Variabilität derexperimentellen Kontrollgrößen gewährleistet. Diesesind IDC, R und ∆Φ, wobei ∆Φ durch Änderungenvon LER auf Subwellenlängenskala mit Hilfe einesPiezotranslators eingestellt wird.

Das an der Rückfacette emittierte Licht dient zurAnalyse und wird in den Detektionszweig eingekoppelt,der durch einen optischen Isolator (ISO) abgeschirmtist. Im Detektionszweig wird das Licht am Strahltei-ler (ST) aufgeteilt und in Fasern eingekoppelt (FK1,2).Die Intensitätsdynamik wird mit Hilfe einer Lawinen-Photodiode mit 12 GHz Bandbreite detektiert und miteinem digitalen Speicher-Oszilloskop (DSO) mit eineranalogen Bandbreite von 4 GHz und einem elektrischenSpektrumanalysator mit einer Bandbreite von 18 GHzaufgenommen. Zusätzlich werden die spektralen Ei-genschaften mit einem Gitterspektrometer mit 50 pmAuflösung und einem interferometrischen Spektrum-analysator (IOSA) mit einer Auflösung von 10 pmuntersucht, der insbesondere direkte Messungen derSichtbarkeitsfunktion und damit der Kohärenzeigen-schaften ermöglicht.

Wie wir zeigen werden, kann dieses HL-Systemdurch geeignete Wahl der Betriebsparameter zu breit-bandiger chaotischer Intensitätsdynamik angeregtwerden, die wiederum mit einer ausgeprägten Spekt-raldynamik hoher Bandbreite verknüpft ist. In diesemFall kann diese nichtlineare dynamische Eigenschaft inAbhängigkeit von ∆Φ für moderate Rückkopplungs-stärken von etwa R = 0,05, . . . , 0,2 und Pumpströmenzwischen IDC = 1,5, . . . , 3,3 IS erreicht und untersuchtwerden.

2.2 Optische Breitbandemission

Zur Realisierung möglichst kurzer Kohärenzlängen istes erforderlich, die optische Bandbreite des HL-Systemszu maximieren. Deshalb sollten möglichst viele der lon-gitudinalen Lasermoden in die Dynamik involviert sein.Grundvoraussetzung hierfür sind ein geringer Longitu-dinalmodenabstand und eine hohe Gewinnbandbreite –zwei Kriterien, die der ausgewählte Halbleiterlaser er-füllt. Zusätzlich zeigt sich in den Experimenten, dass fürmoderate Rückkopplungsstärke und beim Einstellen ei-ner Resonanzbedingung zwischen Laser- und externemResonator eine besonders hohe Anzahl von Lasermo-den angeregt und in die Dynamik einbezogen werdenkann. Dabei sollte die Resonanzbedingung derart sein,dass τER einem ganzzahligen (oder auch halbzahligen)Vielfachen von τL entspricht: V = τER/τL.

Bild 2, in dem jeweils zwei optische Spektrenfür zwei unterschiedliche Resonanzbedingungen Vdargestellt sind, verdeutlicht, dass sich mit diesemHL-System auf die oben beschriebene Weise optischeSpektren mit einer Bandbreite von ca. 7 nm realisie-ren lassen. In diesem Experiment ist IDC = 2,9 IS undR = 0,16, für das eine Schwellreduktion von 6,7%gemessen wurde. Bild 2a zeigt zwei optische Spek-tren für zwei verschiedene ∆Φ-Werte und für V = 4,0(ganzzahlige Resonanzbedingung). Durch kontrollierte

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Bild 2: Einstellbare optische Spektren für unterschiedliche Bedingungen resonanter Rückkopplung: a) V = 4,b) V = 3,5.Figure 2: Achievable optical bandwidth for two different resonant cavities conditions: a) V = 4, b) V = 3.5.

Änderung von ∆Φ lässt sich die Emissionscharakteris-tik von konstanter Einmodenemission (graue Kurve) bishin zu chaotischer Multimodendynamik mit ca. 7 nmoptischer Bandbreite verändern. Diese ungewöhnli-che optische Bandbreite des emittierten Lichtes wirderst durch das Einstellen einer ausreichend guten Re-sonanzbedingung erreicht, die diese starke Kopplungder Lasermoden ermöglicht. In diesem Fall sind mehrals 120 interagierende Lasermoden an der Dynamikbeteiligt.

Bild 2b zeigt entsprechende optische Spektren fürdie etwas schwächere Resonanzbedingung mit V = 3,5.Für diese Resonanzbedingung sind die jeweils über-nächsten Lasermoden in Resonanz. Dies resultiert ineiner etwas geringeren Kopplungsstärke, wodurch sichdie dynamischen Eigenschaften des HL-Systems besserkontrollieren lassen. Bild 2b verdeutlicht allerdings, dassdie Kopplung der Lasermoden noch stark genug ist, umeine ebenso hohe optische Bandbreite wie für V = 4erreichen zu können. Für schwächere Resonanzbedin-gungen hingegen reduziert sich die erreichbare optischeBandbreite signifikant.

Die in Bild 2b nachgewiesene hohe optische Band-breite lässt auf eine deutlich reduzierte Kohärenzlängeschließen. Die entsprechenden Kohärenzeigenschaf-ten sind allerdings nicht unmittelbar aus dem optischenSpektrum abzuleiten, da diesem eine ausgeprägteIntensitäts- und Spektraldynamik zu Grunde liegt. Imnächsten Abschnitt werden wir deshalb die Dynamikund die entsprechenden Kohärenzeigenschaften derLichtquelle in Abhängigkeit von ∆Φ charakterisierenund Zusammenhänge herausstellen.

2.3 Dynamik undKohärenzeigenschaften

In diesem Abschnitt wird der Einfluss der Rückkopp-lungsphase ∆Φ auf die Intensitätsdynamik und dieKohärenzeigenschaften der Lichtquelle untersucht. InHinblick auf eine gezielte Einstellbarkeit und hoheDurchstimmbarkeit der Kohärenzeigenschaften derLichtquelle wird im Experiment die etwas schwächereResonanzbedingung mit V = 3,5 gewählt. Die weiterenParameter sind IDC = 3,1 IS und R = 0,16.

Bild 3 zeigt die Abhängigkeit der Intensitätsdynamikvon dem Kontrollparameter ∆Φ. Eine stetige Variationvon ∆Φ zeigt eine zyklische Abhängigkeit der Dyna-mik von ∆Φ auf. Zur Verdeutlichung des Sachverhaltssind in Bild 3a charakteristische Zeitserien zusammenmit den entsprechenden rf-Spektren in Bild 3b für einenvollen Phasenzyklus von ∆Φ, dem wir ein Intervallvon ∆ΦAnf. = 0 bis ∆ΦEnde = 1 zuordnen, dargestellt.Dem Zustand stabiler Laseremission wird der Phasen-wert ∆Φ = 0 zugeordnet. Weder in der Zeitserie inBild 3a1 noch in dem entsprechenden rf-Spektrum, dasin Bild 3b1 dargestellt ist, zeigen sich Anzeichen vonDynamik. Dies lässt sich jedoch ändern, indem wir ∆Φ

graduell erhöhen. Für ∆Φ = 0,22 finden wir periodi-sche Oszillationen der Intensität mit einer Frequenzvon 3,1 GHz. Eine leichte Erhöhung auf ∆Φ = 0,24resultiert in einer Periodenverdopplung, wie sie in denBildern 3a2 und 3b2 dargestellt ist. Diese Perioden-verdopplungsroute setzt sich durch stetige Erhöhungvon ∆Φ fort und führt zu chaotischer Intensitätsdyna-mik, mit rf-Spektren, die eine Bandbreite von ∼ 4 GHzaufweisen, wie sie in den Bildern 3a3 und Bild 3b3 ge-zeigt wird. Selbst innerhalb des chaotischen Regimeskann die Emissionsdynamik durch weitere Änderungvon ∆Φ beeinflusst werden. Dies wird aus dem Ver-

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Bild 3: Einfluss der Rückkopplungsphase auf die Intensitätsdynamik der Lichtquelle.Figure 3: Influence of the feedback phase on the intensity dynamics of the light source.

gleich der rf-Spektren in den Bildern 3b3 und 3b4 klar.Eine weitere Erhöhung der Phase auf ∆Φ = 0,4 führtschließlich wieder zum Zustand stabiler Emission, derbis Zyklusende bestehen bleibt.

Diese Ergebnisse zeigen, dass die RK-Phase ∆Φ

ein geeigneter Kontrollparameter ist, der eine gezielteManipulation der Emissionsdynamik der Lichtquelleerlaubt. Diese Eigenschaft ist in Bezug auf die Kohä-renzeigenschaften des Systems von großem Interesse,da aufgrund der starken Amplituden-Phasen-Kopplungdes Lichtes im Halbleiterlaser (α-Parameter) mit derIntensitätsdynamik eine ausgeprägte Spektraldynamikverbunden ist. Um diesen Zusammenhang zu unter-suchen, haben wir die optischen Eigenschaften desSystems in Abhängigkeit von ∆Φ mit Hilfe interfe-rometrischer Messtechnik untersucht. In Bild 4 sind

die optischen Spektren in Bild 4a1–a4 und die entspre-chenden Sichtbarkeitsfunktionen S(L) in Bild 4b1–b4dargestellt. Die Messbedingungen entsprechen denenaus Bild 3 und erlauben deshalb einen direkten Ver-gleich von Intensitäts- und Spektraldynamik. Für stabileEmission (Bild 4a1, b1, entspr. ∆Φ = 0) emittiert dasHL-System auf einer einzelnen Lasermoden. Die Kohä-renzlänge LK (S(LK) = 1/e), die in diesem Falle durchMessung der Linienbreite bestimmt wurde, beträgt ca.10 m. Durch Variation von ∆Φ ändern sich die Spek-traleigenschaften und damit auch LK. Mit einsetzenderperiodischer Intensitätsdynamik bleibt das Spektrumin Bild 4a2 zunächst einmodig, jedoch bewirkt dieDynamik eine Erhöhung der Linienbreite und LK re-duziert sich deutlich. Für den Periode-Zwei-Zustand inden Bildern 4a2 und b2 reduziert sich LK bereits auf

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Bild 4: Einfluss der Rückkopplungsphase auf die optischen Spektral- und Kohärenzeigenschaften.Figure 4: Dependence of the optical spectral properties and the coherence properties on the feedback phase.

LK = 75 cm. Bei Einsetzen chaotischer Dynamik ist dieSpektraldynamik derart ausgeprägt, dass ein Überlappder benachbarten Lasermoden stattfindet. Dadurch setzteine globale Spektraldynamik ein, die sich in Bild 4a3in einsetzender Multimodenemission ausdrückt. DieKonsequenz ist eine drastische Änderung der Kohä-renzeigenschaften, die in Bild 4b3 dargestellt sind. DieSichtbarkeitsfunktion bricht ein und LK verkürzt sichauf 3,6 cm. Die charakteristischen Spitzen in S(L) rüh-ren von korrelierter Dynamik benachbarter Lasermodenher. Für die vollständig entwickelte chaotische Dyna-mik in Bild 4a4 und 4b4 beträgt die optische Bandbreiteca. 5 nm und die S(L) fällt innerhalb von nur 80 µm auf1/e ab, wobei auch in diesem Fall eine Restkorrelationbenachbarter Lasermoden erhalten bleibt.

Diese Ergebnisse zeigen, dass sich die Kohärenzei-genschaften der HL-Lichtquellen mit Hilfe der Nutzungder Nichtlinearen Dynamik gezielt verändern lassen. Inweiteren Experimenten konnte der Bereich zugänglicherKohärenzlängen durch Optimierung der Betriebspa-rameter IDC und R erweitert werden und minimaleKohärenzlängen von ca. LK = 50 µm erreicht werden.Zusätzlich zu der Optimierung der Betriebsparametereröffnet die gezielte Anpassung der Lasereigenschaf-ten weitere Verbesserungsmöglichkeiten. Dennoch istder bereits erzielte Bereich zugänglicher LK äußerstattraktiv im Hinblick auf den Einsatz solcher Licht-quellen in zukünftigen modernen Lichtradar- oderKohärenztomografie-Messgeräten.

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Die konzeptionelle Tragfähigkeit der inkohärentenLichtquelle für reale messtechnische Anwendungenwurde kürzlich im Rahmen einer Zusammenarbeitmit dem Fachbereich Maschinenbau, Fachgebiet Strö-mungslehre und Aerodynamik (Prof. Cameron Tropea)demonstriert [9]. Hierbei wurde beispielhaft anhandeines Regenbogen-Refraktometrie-Experimentes aneinem Wassertropfen gezeigt, dass in der Tat die maßge-schneiderte inkohärente Lichtquelle für eine Reihe vonnichtinvasiven, optischen Messtechniken in einer Reihevon technologischen und industriellen Prozessen, wiez. B. in Verbrennungsmaschinen oder in der Medizinzur Bestimmung von Temperatur bzw. Tropfengröße,geeignet ist.

Der hier präsentierte vielversprechende Ansatz derNutzung der Nichtlinearen Dynamik und ihrer Metho-den zur Entwicklung maßgeschneiderter HL-basierterLichtquellen ist jedoch nicht alleine auf diese Pro-blemstellung und den verwendeten HL-Typ beschränkt,sondern kann auch zur Lösung anderer Problemstellun-gen, wie z. B. der Stabilisierung der Emissionsdynamikeines Breitstreifenlasers, herangezogen werden.

3 Stabilisierungder Emission einesBreitstreifenlasers

Um die industrielle Verbreitung der Breitstreifenlaserin der Materialbearbeitung, Medizintechnik oder Spek-troskopie voranzutreiben, ist eine Verbesserung ihrerEmissionseigenschaften notwendig. Insbesondere dieauftretende nichtlineare raum-zeitliche Emissions-dynamik, verbunden mit einem 1–2 nm breiten, multi-modalen optischen Spektrum, erweisen sich für vieleAnwendungen als hinderlich. In diesem Abschnitt sollgezeigt werden, dass die nichtlineare raum-zeitlicheEmissionsdynamik von Breitstreifenlasern mittelsoptischer Rückkopplung kontrolliert werden kann.Hierfür ist jedoch ein tieferes Verständnis des Systemsnotwendig, um unerwünschte, aus der Rückkopplungresultierende Destabilisierungseffekte zu vermeiden.Frühere Arbeiten haben gerade diesen ambivalentenEinfluss der Rückkopplung verdeutlicht. Die hier vor-gestellten Ergebnisse zeigen, dass die Stabilisierung derEmissionsdynamik bei geeigneter Wahl der Rückkopp-lungsparameter möglich ist. In diesem Zusammenhangwerden auch die Möglichkeiten zur Verbesserung derspektralen Emissionseigenschaften diskutiert.

3.1 Einfluss der optischenRückkopplungauf die Emissionsdynamik

Bild 5 zeigt das Schema des experimentellen Aufbaus,mit dem der Einfluss der optischen Rückkopplung aufdie Emission eines Breitstreifenlasers und insbeson-dere die Stabilisierungsmöglichkeiten untersucht wird.Es wird ein kommerzieller Breitstreifenlaser mit einerEmitterbreite (in x-Richtung) von 100 µm mit einernominellen Ausgangsleistung von 1000 mW bei ei-ner Wellenlänge von 807 nm verwendet. Während derin y-Richtung stark divergente Anteil des Strahls vonder asphärischen Linse kollimiert wird, wird der hierdargestellte Anteil in x-Richtung auf Grund des Astig-matismus zunächst fokussiert. Der schließlich divergentpropagierende Strahl trifft auf einen teildurchlässigenSpiegel. Die Divergenz des Strahls bewirkt nun, dassnur paraxiale Anteile des Lichts wieder in den Lasereingekoppelt werden. Es werden somit Lateralmodenniedriger Ordnung bevorzugt, die einen kleineren Di-vergenzwinkel im Vergleich zu den höheren Modenhaben. Dieses Prinzip, das die räumliche Selektion ein-zelner Strahlteile erlaubt, ist als räumliche Filterungbekannt [10–12].

In Analogie zu dem Experiment aus Abschnitt 2ist auch hier der Einfluss der Rückkopplung abhängigvon der Rückkopplungsstärke. Daher wurden verschie-dene Neutraldichtefilter in den externen Resonatorgestellt, um die Rückkopplungsstärke zu variieren.Ebenso ist auch in diesem Experiment die Kontrolleüber die Rückkopplungsphase notwendig, die mit Hilfeeines Piezotranslators eingestellt werden kann, der soLängenänderungen des externen Resonators auf Sub-wellenlängenskala ermöglicht. Zur Detektion wird eineLawinenphotodiode mit einer 3-dB-Grenzfrequenz vonetwa 2,5 GHz in eine vergrößerte Abbildung der Laser-

Bild 5: Experimenteller Aufbau zur Stabilisierungeines Breitstreifenlasers.Figure 5: Experimental setup for stabilization ofa broad-area laser.

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facette gestellt. Die Lawinenphotodiode in Kombinationmit dem in Abschnitt 2.1 beschriebenen elektrischenSpektrumanalysator ermöglicht uns, Leistungsspek-tren der lokal auf den Detektor treffenden Intensität(rf-Spektren) zu untersuchen. Desweiteren kann dasspektrale Verhalten mit einem optischen Spektrumana-lysator mit einer nominellen spektralen Auflösung von0,05 nm, sowie das raum-zeitliche Emissionsverhal-ten mit einer Einzelschuss-Streak-Kamera untersuchtwerden.

3.1.1 Emissionsverhaltenohne Rückkopplung

In Bild 6a ist zunächst die raum-zeitliche Emissions-dynamik des quasi-cw-betriebenen Breitstreifenlasersohne Rückkopplung bei IDC = 1,75 IS dargestellt. Diehorizontale Achse zeigt die Intensitätsverteilung ent-lang der Laserfacette (x-Achse), die vertikale Achse dieZeitentwicklung der Intensität. Bild 6a zeigt das Ein-schaltverhalten des Breitstreifenlasers in einem 4,4 nslangen Zeitfenster. Man sieht zu Beginn des Pulses Re-laxationsoszillationen, die nach etwa 1 ns weggedämpftsind. Mit dem zweiten Relaxationsoszillationspeak spal-tet die Intensität in mehrere sogenannte Filamente auf;die Intensität entlang der Facette ist nicht homogen,sondern moduliert. Zusätzlich zu dieser statischen Fi-lamentierung sieht man, dass einzelne Intensitätsmaximaauf einer Zeitskala von etwa 200 ps quer über die La-serfacette wandern. Diese dynamische Filamentierung

Bild 6: Streak-Kamera-Aufnahmen des Breitstrei-fenlasers a) ohne Rückkopplung bei IDC = 1,75 IS

und b) mit Rückkopplung bei IDC = 3 IS.Figure 6: Streak-camera traces of the broad-arealaser a) without feedback at IDC = 1.75 IS andb) with feedback at IDC = 3 IS.

resultiert aus dem nichtlinearen Wechselspiel zwischenräumlichem Lochbrennen, Beugung und Ladungsträger-Diffusion. Unsere Untersuchungen haben ergeben, dassdiese ausgeprägte Emissionsdynamik ein persistentesPhänomen ist, das auch im kontinuierlichen Betriebauftritt [13].

3.1.2 Schwache Rückkopplung:Stabilisierung

Zur Kontrolle der in Bild 6a dargestellten Dynamikwurde der zu Beginn des Abschnitts 3.1 beschrie-bene Aufbau verwendet. Für die am besten geeigneteResonator-Geometrie wurde insbesondere der Einflussder Rückkopplungsstärke auf die Emissionsdynamikuntersucht. Die Kombination der verwendeten Neutral-dichtefilter und des Spiegels führte zunächst zu einereffektiven Reflektivität Reff des externen Spiegels vonetwa 2%. Bild 7 zeigt rf-Spektren der Emission desBreitstreifenlasers im kontinuierlichen Betrieb ohneRückkopplung (grau) und mit Rückkopplung (schwarz)bei a) IDC = 1,2 IS bzw. b) IDC = 2,8 IS (entspricht ei-ner effektiven Ausgangsleistung von etwa 600 mW).Die rf-Spektren verdeutlichen, dass bei dieser ver-gleichsweise schwachen Rückkopplungsstärke eineUnterdrückung der Dynamik von 10–15 dB auch beihohen Pumpströmen erreicht werden kann.

Dass die eben demonstrierte Unterdrückung nichtnur lokal, sondern über die gesamte Breite der Laser-facette erreicht werden kann, zeigen zum einen Streak-Kamera-Aufnahmen des stabilisierten Lasers in Bild 6b.Hier sind 4,4 ns lange Zeitfenster bei IDC = 3 IS zu se-hen. Die in Bild 6a auftretenden Instabilitäten sind hierweitgehend unterdrückt [14]. Zum anderen konnte dasin Bild 7 gezeigte Verhalten qualitativ auch für wei-tere Positionen des Detektors entlang der Abbildung derLaserfacette beobachtet werden.

Untersuchungen des typischerweise 1–2 nm breitenoptischen Spektrums des Breitstreifenlaser zeigen, dassbei Stabilisierung der Emission die Anzahl der betei-ligten Moden drastisch reduziert wird im Vergleich zurEmission ohne Rückkopplung. Desweiteren konnte be-vorzugte Emission in der lateralen Fundamentalmode(Mode 0. Ordnung) beobachtet werden, was auf diezu Beginn des Abschnitts 3.1 beschriebene räumlicheFilterung zurückgeführt werden kann.

3.1.3 Starke Rückkopplung:Rückkopplungsinduzierte Instabilitäten

Im Gegensatz zum Einfluss der im Abschnitt 3.1.2 ge-zeigten schwachen Rückkopplung kommt es im Fallder starken Rückkopplung zu Instabilitäten, die vomexternen Resonator induziert werden. Hierzu sind inBild 8 rf-Spektren der Dynamik gezeigt, wie sie bei

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Bild 7: rf-Spektren des Breitstreifenlasers bei a) IDC = 1,2 IS und b) IDC = 2,8 IS.Figure 7: rf-spectra of the broad-area laser at a) IDC = 1.2 IS and b) IDC = 2.8 IS.

Reff = 50% auftreten. Auch hier tritt die interne Emis-sionsdynamik, wie sie sich im Bild 7 (grau) durchdie ausgeprägte spektrale Bandbreite der Dynamikäußert, nicht auf. Allerdings sieht man in Bild 8a beiIDC = 1,3 IS,RK eine regelmäßige Pulsation mit ei-ner Repetitionsrate von etwa 0,4 GHz (IS,RK ist derdurch die starke Rückkopplung um etwa 27% redu-zierte Schwellstrom). Diese sogenannten Puls-Paketesind ein typisches Phänomen der Nichtlinearen Dyna-mik, das gerade bei den wie hier vorliegenden kurzenexternen Resonatoren (also kleine Verzögerungszei-ten der Rückkopplung) beobachtet werden kann [8]. InBild 8b sieht man, dass bei einem höheren Pumpstromvon IDC = 1,8 IS,RK ähnlich zu Abschnitt 2 ein breites rf-Spektrum auftritt, das auf chaotische Emission hinweist.

Bild 8: rf-Spektren der Emission des Breitstreifenlasers bei starker Rückkopplung bei a) IDC = 1,3 IS,RK undb) IDC = 1,8 IS,RK.Figure 8: rf-spectra of the emission of the broad-area laser under strong feedback at a) IDC = 1.3 IS,RK andb) IDC = 1.8 IS,RK.

Dieses dynamische Regime ist als Kohärenzkollapsbekannt.

Die gezeigten Ergebnisse verdeutlichen den ambi-valenten Einfluss der optischen Rückkopplung auf dasEmissionsverhalten eines Breitstreifenlasers. Es ist alsonotwendig, genaue Kenntnis der nichtlinear dynami-schen Eigenschaften der optischen Rückkopplung zuhaben, um eine möglichst effektive Stabilisierung zuerzielen. Es stellt sich heraus, dass relativ schwacheRückkopplung zur Stabilisierung der Emissionsdynamikausreicht. Weitere Untersuchungen haben gezeigt, dassdas Emissionsverhalten auch von der Rückkopplungs-phase abhängt [15].

Wie bereits erwähnt, führt die Stabilisierung zueiner deutlichen Reduktion der Anzahl der an der

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Bild 9: a) rf-Spektren und b) optische Spektren der Emission mit frequenzselektiver Rückkopplung, alle beieiner optischen Ausgangsleistung von ca. 590 mW.Figure 9: a) rf-spectra and b) optical spectra of the laser with frequency-selective FB, all measurements at anoptical output power of around 590 mW.

Emission beteiligten Moden, wenngleich die gesamteoptische Bandbreite nicht nennenswert reduziert wird.Es stellt sich nun die Frage, ob der Einsatz von fre-quenzselektiven Elementen zu einer Einschränkung derspektralen Breite bei gleichzeitiger Stabilisierung derLaseremission führt. Im folgenden Abschnitt werdenUntersuchungen eines Lasersystems vorgestellt, das einexternes Gitter zur Frequenzselektion verwendet.

3.2 FrequenzselektiveRückkopplung

Zur Realisierung eines Systems mit frequenzselektiverRückkopplung wurde ein Laser von Sacher Lasertechnikmit einer Emitterbreite von 100 µm verwendet. An-stelle des externen Spiegels wurde nun ein Gitter mit1800 Linien/mm in einer Littrow-Anordnung einge-setzt, bei der die erste Beugungsordnung wieder direktin den Breitstreifenlaser eingekoppelt wird. Über denEinfallswinkel bzw. Beugungswinkel des Gitters kanndie emittierte Wellenlänge zwischen etwa 780 nm und792 nm variiert werden. Die Bandbreite des emittier-ten Lichts ist im Vergleich zu Breitstreifenlasern ohnefrequenzselektive Komponenten deutlich reduziert.Allerdings zeigen sowohl Streak-Kamera-Messungenals auch Messungen der rf-Spektren, dass eine ausge-prägte raum-zeitliche Dynamik die Emission dominiert.Als Beispiel ist in Bild 9a (grau) ein rf-Spektrum bei3,1-fachem Schwellstrom und etwa 590 mW Ausgangs-leistung gezeigt. Bild 9b (grau) zeigt das entsprechendeoptische Spektrum, das einen einzelnen Peak bei dereingestellten Wellenlänge von etwa 789 nm zeigt. ZurUntersuchung des Einflusses der Rückkopplungsstärke

wurde ein Neutraldichtefilter mit einer Transmissionvon ∼ 70% im externen Resonator platziert. Dadurchwurde die Rückkopplungsstärke um etwa 50% redu-ziert. Bild 9a und b (schwarz) wurden auch bei etwa590 mW Ausgangsleistung aufgenommen. Wie das rf-Spektrum in Bild 9a (schwarz) zeigt, konnten durch dieschwächere Rückkopplung die Instabilitäten deutlichunterdrückt werden. Allerdings findet nun eine Verbrei-terung des optischen Spektrums statt, wie in Bild 9b(schwarz) dargestellt.

Die Messungen zeigen, dass eine Optimierung desSystems anhand der Rückkopplungsstärke möglich undauch notwendig ist. Dadurch könnte ein Optimum zwi-schen spektral schmalbandiger und stabiler Emissionerreicht werden. Des Weiteren zeigen die Messungen,dass das Potenzial für Leistungen über 600 mW beistabiler Emission nicht erschöpft ist.

4 Schlussfolgerungenund Ausblick

In dieser Arbeit haben wir anhand zweier Beispiele de-monstriert, wie sich die Emissionseigenschaften vonHalbleiterlasern in Externer-Resonator-Konfigurationdurch den Einsatz Nichtlinearer Dynamik anwen-dungsorientiert optimieren lassen. Im ersten Beispielkonnte ein HL-System gezielt destabilisiert werdenund dadurch eine attraktive Lichtquelle mit kontrolliertdurchstimmbarer Kohärenzlänge im Bereich zwischenca. 50 µm und ∼ 10 m, realisiert werden. Im zweitenBeispiel ermöglichte die Anwendung der NichtlinearenDynamik die Kontrolle über die raum-zeitliche Emis-sionsdynamik eines Breitstreifenlasers. Dies erlaubte

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eine deutliche Unterdrückung raum-zeitlicher Dynamikund dadurch eine drastische Verbesserung der Strahlei-genschaften. Die präsentierte erfolgreiche Realisierungzweier maßgeschneiderter Lichtquellen verdeutlichtdas hohe Potenzial der Nichtlinearen Dynamik zur Ent-wicklung neuartiger HL-Messtechnik, die den Einsatzvon Lichtquellen mit wohl definierten Emissionseigen-schaften erfordert. Es ist denkbar, dass der Einsatz derNichtlinearen Dynamik auch in anderen Bereichen derMesstechnik, in denen weitere nichtlineare Systeme vor-kommen, die Entwicklung neuartiger Messmethodenermöglicht.

DanksagungDie hier vorgestellten Untersuchungen entstammeneinem Teilvorhaben „Dynamische Charakterisierung,nichtlinear-dynamische Analyse und Stabilisierung“ imVerbundprojekt „Anwendung und Einsatz der Nichtli-nearen Dynamik zur Realisierung maßgeschneiderterHalbleiterlaser in Externer-Resonator-Konfiguration“ desBundesministerium für Bildung und Forschung (BMBF)unter dem Kennzeichen FKZ 13N8174. Der Forscher-verbund wurde koordiniert von Dr. Joachim Sacher(Sacher Lasertechnik Marburg) unter Projektbegleitungvon Dr. Dr. D. Wechsler (VDI-Technologiezentrum Düs-seldorf). Die Autoren danken allen, die zum Erfolg desProjektes beigetragen haben, für die gute Zusammenar-beit und die vielfältige Unterstützung innerhalb diesesGemeinschaftsprojektes.

Literatur

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von links nach rechts/from left to right: Dr. ShyamMandre, Dr. Ingo Fischer, Prof. Dr. WolfgangElsäßer, Dr. Michael Peil

Dr. rer. nat. Michael Peil arbeitete im Rahmen seinerDissertation an der Thematik über die Nichtlineare Dy-namik von Halbleiterlasern mit optischer Rückkopplungund Synchronisationsphänomenen gekoppelter chaoti-scher Halbleiterlasersysteme. Nach seiner Promotion ister nun Post-Doc an der Universite de Franche-Comte inBesancon.Adresse: Institut für Angewandte Physik, TechnischeUniversität Darmstadt, Schlossgartenstr. 7, 64289 Darm-stadt, gegenwärtige Adresse: FEMTO-ST/Optique,Universite de Franche-Comte, 16 route de Gray,25030 Besancon, FRANCE,E-Mail: [email protected]

Dr. rer. nat. Shyam K. Mandre interessierte sichim Rahmen seiner Doktorarbeit insbesondere für dieraum-zeitliche Emissionsdynamik von Hochleistungs-halbleiterlasern und deren Kontrolle mittels optischerRückkopplung. Er promovierte im Mai 2006.Adresse: Institut für Angewandte Physik, TechnischeUniversität Darmstadt, Schlossgartenstr. 7, 64289 Darm-stadt, E-Mail: [email protected]

Dr. rer. nat. Ingo Fischer leitete im Institut für An-gewandte Physik, TU Darmstadt, mitverantwortlichProjekte zur Kontrolle und Nutzung der Dynamik mo-derner Halbleiterlaser für neue Funktionalitäten, die vonverschlüsselter Kommunikation über die hier vorgestell-ten Arbeiten bis zur THz-Erzeugung reichen. Zurzeitarbeitet er am Institut für Angewandte Physik und Pho-tonik an der Vrijen Universiteit Brussel.Adresse: Institut für Angewandte Physik, TechnischeUniversität Darmstadt, Schlossgartenstr. 7, 64289 Darm-stadt, gegenwärtige Adresse: Dept. of Applied Physicsand Photonics, Vrije Universiteit Brussel, Pleinlaan 2,1050 Brussel, BELGIUM,E-Mail: [email protected]

Prof. Dr. Wolfgang Elsäßer ist Leiter der Arbeits-gruppe Halbleiteroptik am Institut für AngewandtePhysik der TU Darmstadt. Seine Hauptarbeitsgebietesind: Quantenrauschen von Halbleiterlasern und LEDs,Quanteninformation, Emissionseigenschaften und Dy-namik von Halbleiterlasern und Quantenkaskadenlasern,optische Kurzzeitspektroskopie und Kurzpulserzeugungsowie Erzeugung von THz-Strahlung.Adresse: Institut für Angewandte Physik, TechnischeUniversität Darmstadt, Schlossgartenstr. 7, 64289 Darm-stadt, E-Mail: [email protected]

Maßgeschneiderte Externer-Resonator-Halbleiterlasersysteme unter Ausnutzung Nichtlinearer Dynamik...

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