Entwicklung eines Messplatzes zur optischen Charakterisierung der Entstehungsmechanismen von LIPSS

Inhaltsverzeichnis

Abbildungsverzeichnis

Abkürzungsverzeichnis

1 Einführung

2 Strategie
2.1 Orientierung
2.2 Theoretische Grundlagen
2.2.1 Oberflächenplasmonen
2.2.2 Anregen von Oberflächenplasmonen
2.2.2.1 Dispersionsrelation für Photonen
2.2.2.2 Dispersionsrelation für Oberflächenplasmonen
2.2.2.3 Otto- und Kretschmann-Konfiguration
2.2.2.4 Oberflächenmodifikation
2.3 Konzeptentwicklung

3 Konzeptumsetzung
3.1 Leitmodell
3.2 Zeitliches Justieren der Pulse
3.2.1 Intensitätsautokorrelation
3.2.2 Kreuzkorrelation

4 Schlussfolgerung

Literaturverzeichnis

Anhang
A Herleiten der Dispersionsrelation
B Abbildungen, groß

Abstract

Research and development project of the graduate course Photonics at the Technical University of Applied Sciences Wildau - Robin Wehner

R & D - Protocol, submitted on April 22, 2016:

Development of an experimental setup for optical characterization of laserinduced periodic surface structre formation

Laser-Induced Periodic Surface Structures (LIPSS) exhibit a broad spectrum of possible applications. But since there still is no consistent mathematic formalism for different metallic and transient-metallic materials to describe the formation processes of LIPSS, the Max-Born-Institute Berlin requested to conceive an auxiliary means to obtain sepa- rate time-resolved statements about the origin of LIPSS formation. Thus, as part of this elaboration an optical Pump-and-Probe-Experiment was built and adjusted accurately by means of the intensity autocorrelation as well as the cross-correlation. Due to second harmonic generation this experimental setup allows to resolve diffraction patterns down to 320 nm within a temporal resolution of 120 fs and exhausts the technical capabilities of the present pulse laser besides.

Zusammenfassung

Forschungs- und Entwicklungsprojekt des Masterstudienganges Photonik an der Technischen Hochschule Wildau - Robin Wehner

F & E - Protokoll, eingereicht am 22. April 2016:

Entwicklung eines Messplatzes zur optischen Charakterisierung der Entstehungsmechanismen von LIPSS

Laser-Induzierte Periodische Oberflächenstrukturen (LIPSS) weisen ein breites Anwen- dungsspektrum auf. Nach wie vor existiert jedoch kein einheitlicher mathematischer Formalismus für diverse metallische und transient-metallische Materialien, um die Ent- stehungsprozesse von LIPSS zu beschreiben. Dafür gab das Max-Born-Institut Berlin den Auftrag, ein Hilfsmittel zu entwerfen, das es ermöglicht, eigene zeitaufgelöste Aus- sagen über den Ursprung der LIPSS zu liefern. Im Rahmen der vorliegenden Ausarbei- tung wurde daher ein optischer Pump-Probe-Versuchsaufbau entwickelt und mittels der Intensitätsauto- sowie Kreuzkorrelation feinjustiert. Dieses Experiment vermag, durch Erzeugung der zweiten Harmonischen, Beugungsstrukturen bis 320 nm, bei einer Zeitauf- lösung von 120 fs, räumlich als auch zeitlich aufzulösen und reizt damit die technischen Möglichkeiten des vorhandenen Pulslasers aus.

Abbildungsverzeichnis

1 Einführung

1.1 HSFL und LSFL LIPSS auf SiO2

2 Strategie

2.1 Bestehender Versuchsaufbau

2.2 Impulsvektor von Photon und Oberflächenplasmon

2.3 Gegenüberstellen der Impulsvektoren von Photon und Plasmon

2.4 Otto-Konfiguration schematisch

2.5 Kretschmann-Konfiguration schematisch

2.6 Kraterbildung in Intialphase der LIPSS-Bildung

3 Konzeptumsetzung

3.1 Leitmodell des Pump-and-Probe-Setups

3.2 Summenfrequenzerzeugung mittels Pump-and-Probe-Setup

3.3 Kreuzkorrelation mittels Pump-and-Probe-Setup

3.4 Optische Parameter von Si bei Elektron-Loch-Plasmaanregung

3.5 Reflektivität bei Pump-and-Probe-Measurement an einem Halbleiter

B Abbildungen, groß

B.1 Bestehender Versuchsaufbau, groß XXIV

B.2 Leitmodell, groß XXV

B.3 Summenfrequenzerzeugung, groß XXVI

B.4 Kreuzkorrelation, groß XXVII

B.5 Detektierte Leistungsdifferenz bei Kreuzkorrelation, groß XXVIII

Abkürzungsverzeichnis

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Konstanten

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Parameter

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Rechenoperatoren

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

1 Einführung

Nach der Entwicklung des ersten Lasers beobachtete M. Birnbaum, 1965, mittels Be- strahlen von Halbleiteroberflächen mit Femtosekundenpulsen, Laser-Induzierte Periodi- sche Oberflächenstrukturen (engl. Laser-Induced Periodic Surface Structures, LIPSS, Ripples) (siehe Abb. 1.1) [BO66, S. 3688 f.]. Seitdem ist das Bestreben zahlreicher wis- senschaftlicher Untersuchungen, die verantwortlichen physikalischen Effekte zu verste- hen. Die laser-induzierten Strukturen wurden auf diversen Materialien wie Metallen [JBW88, S. 648 - 659], [VMG07, S. 034903], [SHTN09, S. 033409], [OHMI10, S. 165417], Halbleitern [BH03, S. 4462], [TANH06, S. 1346 - 1350], [BSSK00, S. 657 - 665], [YPDS83, S. 1141 - 1155] und Dielektrika [WG07, S. 333], [TS81, S. 2067 - 2072] nachgewiesen.

Diese Formationen untergliedert man in zwei Kategorien, diejenige mit niedriger (engl. Low Spatial Frequency LIPSS, LSFL) und die mit hoher (engl. High Spatial Frequency LIPSS, HSFL) Ortsfrequenz (siehe Abb. 1.1). Die LSFL-Perioden ΛLSFL weisen dabei für Metalle und Halbleiter Größenordnungen von ΛLSFL ≈ λ auf, wobei für Dielektrika eher Größenordnungen von ΛLSFL ≈λ beobachtet werden. Zur Erzeugung der LSFL genü- nreal gen Laser-Pulse mit Pulsdauern τ , die oberhalb des Bereichs von Pikosekunden liegen oder gar der Beschuss im kontinuierlichen Strahlmodus (engl. Continuous Wave, CW) [SYPD83, S. 1141].

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 1.1: HSFL und LSFL LIPSS auf SiO2 induziert mittels λ = 800 nm, N = 10, FPeak =7.15J/cm² [Wör12]

Geometrie sowie Ausrichtung der genannten Oberflächenstrukturen sind, entsprechend derzeitigem Wissensstand, insbesondere von der Fluenz F, der Polarisation [HRRK13, S. 553 - 557] und dem Einfallswinkel θ des eingekoppelten Lichts [YPDS83, S. 1141 - 1155], aber auch von der Oberflächenbeschaffenheit sowie der Gitter- bzw. Kristallorientierung des verwendeten Materials abhängig. Die Tiefe der Strukturen wird maßgeblich von der Anzahl der Laser-Pulse N sowie den zeitlichen Abständen △t der Pulse zueinander bestimmt (nur relevant bei △t ≤ einige Nanosekunden).

Neben Strukturierverfahren für Oberflächen, wie der Lithographie oder dem Ätzen, ist das Oberflächenstrukturieren mittels ultrakurzer Pulse bei Halbleitern, Metallen und Di- elektrika, gegenwärtig eine zeit- sowie kosteneffiziente Alternative. Solche kleinen Ober- flächengefüge könnten etwa für die Vergrößerung der effektiven Oberfläche diverser Geo- metrien dienen, wodurch sich die z. B. Klebfestigkeit von Strukturklebungen verbessern und die wirksame Oberfläche von Kondensatorplatten vergrößern lässt. Auch Benet- zungseigenschaften, die zu Hydrophilie oder Hydrophobie führen, sind damit umsetzbar [BCZM06, S. 4917 - 4919].

Ähnlich wie bei Oberflächen von Schmetterlingsflügeln lassen sich durch gezieltes Strukturieren die Reflexionseigenschaften von Oberflächen so modifizieren, dass eine entsprechende Einfärbung entsteht [DSSF10, S. 2913 - 2924]. Bonse et al. untersuchten den Nutzen für tribologische Anwendungen [BKHS14, S. 103 - 110] und das Otto-Schott-Institut der Friedrich-Schiller Universität Jena prüft derzeit die Anwendbarkeit von LIPSS für gezieltes Zellwachstum in der Biomedizin.

Daraus leitet sich ein breites Anwendungsspektrum für die laser-induzierten Oberflä- chenstrukturen ab. Vor allem in der Industrie, aber auch in der Forschung herrscht daher besonderes Interesse, einen allgemeinen physikalischen Formalismus zu prägen, um die Entwicklung der genannten Oberflächengefüge zu konkretisieren. Bisher existiert dazu zwar eine Vielzahl diverser wissenschaftlicher Publikationen, die jedoch nur sel- ten die Intention, die dynamischen Prozesse zur Ausbildung der Gefüge zu beschreiben, beinhalten.

Vorläufige Versuche einer theoretischen Beschreibung im Vergleich zu Double-Pulse- oder Pump-and-Probe-Setups wurden publiziert. Bisher treffen die dort enthaltenen theoreti- schen Beschreibungen jedoch nur näherungsweise auf wenige Spezialfälle zu. Wegberei- tend für eigene Aussagen über die Entstehungsdynamik von LIPSS setzt an diesem Punkt die nachfolgende Ausarbeitung an, indem ein Versuchsaufbau (weiter) entwickelt werden soll, der sowohl für Doppelpuls-Sequenzen als auch für Pump-and-Probe-Experiments ausgelegt ist.

2 Strategie

2.1 Orientierung

In einer vorangegangenen Arbeit zu dieser Thematik wurde am Max-Born-Institut Ber- lin bereits von Herrn Christian Patzek im Rahmen einer Masterarbeit „Entwicklung und Anwendung eines Messplatzes zur räumlichen und zeitlichen Strahlformung eines Femtosekunden-Titan-Saphir-Lasers und zur Oberflächen-Materialbearbeitung“ ein ent- sprechender interferometrischer Doppelpuls-Aufbau realisiert. Da in dieser ersten Vari- ante noch optische Bauteile ihre Verwendung fanden, die das Strahlprofil negativ beein- trächtigten, werden im Rahmen der vorliegenden Aufgabe entsprechende Komponenten entfernt und das gesamte Konstrukt auf ein Minimum reduziert (siehe Abb. 2.1).

Entsprechend dieser Thematik, handelt es sich bei dem verwendeten Laser um einen gepulsten Titan-Saphir-Laser mit λ = 800 ± 10 nm Wellenlänge bei einer Pulslänge τ = 120 fs und einer Wiederholrate von 1 kHz. Die mittlere Leistung PMittel des linear polarisierten Laserstrahls beträgt 2,3 W. Um bei der späteren Anwendung des Messplatzes diverse optische Komponenten, et- wa zur Regelung der Fluenz oder dem Drehen der Polarisation des jeweiligen Interfe-

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.1: Bestehender (reduzierter) Versuchsaufbau von Herrn Christian Patzek mit BS1: 50/50 Strahlteiler 1, BS2: 50/50 Strahlteiler 2, M1 - M4: Spiegel 1 - 4 und L1: f = 400 mm Zylinderlinse (siehe Anhang B.1)

rometerarms, ergänzen zu können, wird ein Konzept verfolgt, das eine Mischung aus Mach-Zehnder- und Michelsoninterferometer darstellt.

Der einfallende Laserstrahl wird an dem Strahlteiler BS1 aufgespalten und zu 50 % transmittiert, respektive reflektiert. An den Spiegeln M1 und M2 sowie M3 und M4 wird anschließend der jeweilige Teilstrahl so gespiegelt, dass sich beide am Strahlteiler BS2 wieder vereinigen und - durch die Zylinderlinse L1 geführt - auf der Probe auftref- fen (siehe Abb. 2.1 - BS1, BS2, M1 - M4, L1, Probe). Dabei sind die Spiegel M1 und M2 synchron zu einander verfahrbar, um die gespalteten Pulse zueinander verschieben zu können (gekennzeichnet durch Mesomeriepfeil in Abb. 2.1). Es handelt sich hierbei also um ein kollineares Interferometer, was unter anderem im Weiteren Verlauf der Autokor- relation als auch der Analyse von Relaxationsprozessen dienen soll.

2.2 Theoretische Grundlagen

2.2.1 Oberflächenplasmonen

Gemäß derzeitiger einschlägiger Literatur bezüglich der Ausbildung von LSFL wird die Meinung vertreten, dass Oberflächenplasmonen (engl. Surface Plasmon, SP) für die Rippelformung verantwortlich seien. Hinsichtlich der Entstehungsmechanismen von HSFL ist jedoch keine Einheitlichkeit in der Literatur zu sehen. Immanente Beobachtungen legen jedoch die Vermutung nahe, dass Plasmonen auch bei der Entwicklung von HSFL, zumindest in der Anfangsphase, eine entscheidende Rolle spielen. Aus diesem Grund soll der hier zu entwickelnde Versuchsaufbau das Detektieren von Oberflächenplasmonen mittels Beugung, respektive Streuung, ermöglichen.

Ein Medium mit identischer Konzentration von negativen und positiven Ladungsträ- gern, die kollektiv miteinander im Wechsel wirken und eine dieser Ladungsträgergrup- pen beweglich ist, wird „Plasma “bezeichnet. Aus makroskopischer Sicht ist ein Plasma quasi-neutral, da sich die Ladungen im Innern des Plasmas gegenseitig ausgleichen. Ent- sprechende Ladungsträger können Elektronen und Ionenrümpfe eines Festkörpergitters sein. In diesem Fall sind die Ionenrümpfe fixiert und die Elektronen beweglich, da Elek- tronen gegenüber Ionenrümpfen eines Festkörpers eine deutlich geringere Masse besitzen [Höh14, S. 18 f.].

Zum Anregen solcher Elektronendichteschwankungen gibt es diverse Möglichkeiten. In diesem Fall werden Plasmen jedoch ausschließlich in Halbleitermaterialien mittels Laser- strahlung induziert. Durch Stimulierung mit einem ausreichend intensiven Laserstrahl kommt es zu einer Auslenkung der Ladungsträger (hier Elektronen) aus ihrer Gleichge- wichtslage. Dadurch entstehen elektrische Felder, die dazu führen, dass die Elektronen wieder in ihre Gleichgewichtslage bewegt werden. Geschieht dieser Vorgang nicht nur vereinzelt sondern im Kollektiv, kann dies longitudinale Oszillationen des Elektronenga- ses im Metall oder im Leitungsband des Halbleiters hervorrufen [Höh14, S. 18 f.].

Das Quant der nicht-strahlenden Schwingung ist als Plasmon definiert. Dabei wird in Volumen- und Oberflächenplasmonen unterschieden. Plasmonen, die sich zwischen ei- ner (transient) metallisch-dielektrischen Grenzschicht verflüchtigend ausbreiten, werden „Oberflächenplasmonen“bezeichnet. Darüber hinaus ist deren resonante Kopplung mit Photonen als „Oberflächenplasmon-Polariton“(engl. Surface Plasmon-Polariton, SPP) deklariert.

2.2.2 Anregen von Oberflächenplasmonen

2.2.2.1 Dispersionsrelation für Photonen

Es gilt für das optische Anregen von SPs, dass Energie, Impuls und Polarisation des einfallenden Photons auch mit den entsprechenden Größen des Oberflächenplasmons kongruiert [SC10, S. 256 - 275]. Die folgenden theoretischen Betrachtungen liefern dafür ein näheres Verständnis:

Abbildung 2.2 zeigt schematisch ein sich im Medium n1 ausbreitendes Photon vor dem Übergang in ein anderes dispersives Medium n2. Es gilt:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der Ausdruck k0 entspricht dabei dem Impulsvektor (auch Wellenvektor oder Kreiswellenzahl) eines Photons im Vakuum. Es gelten folgende Relationen:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.2: Impulsvektor von Photon und Oberflä- chenplasmon an Grenzfläche

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der unter dem Winkel θ gerichtete Wellenvektork kann dabei abhängig von seinem Ein- fallswinkel in die Komponenten kx und kz zerlegt werden (siehe Abb. 2.2 - rote Pfeile). Darüber hinaus ist in diesem Fall die Permeabilitätskonstante µ = 1, da keine magne- tischen Materialien verwendet werden. Nach Einsetzen von Gl. 2.2-3 und Gl. 2.2-2 in Gl. 2.2-1 erhält man:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Die Gl. 2.2-5 stellt ein Verhältnis zwischen der Kreisfreqeunz ω sowie der Kreiswellenzahlk her und wird in der Mathematik als Dispersionsrelation bezeichnet. Für die Kopplung von einem sich im Dielektrikum befindlichen Photons an ein Oberflächenplasmon, das in einem Metall/Halbleiter induziert werden soll, ist jedoch ausschließlich die x- Komponente des Kreiswellenvektors (siehe Gl. 2.2-4) interessant.

2.2.2.2 Dispersionsrelation für Oberflächenplasmonen

Zur Herleitung der Dispersionsrelation von Oberflächenplasmonen verwendet man die Maxwellgleichungen in differentialgeometrischer Form [BG04, S. 1 ff.]: Die ausführliche Herleitung ist dem Anhang A zu entnehmen.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Diese Gleichung entspricht der Dispersionsrelation von Oberflächenplasmonen entlang einer Grenzfläche zwischen Material 1 (Dielektrikum) und Material 2 (Metall/Halbleiter) (siehe Abb. 2.2 - blauer Pfeil).

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.3: Gegenüberstellen der Impulsvektoren von Photon und Plasmon (blaue Kurve) bei θ = 90◦ (durchgezogene orangene Linie), θ = 45◦ (gestrichelte orangene Linie) sowie bei Einfall auf ein Gitter (grü- ne und schwarze Linie) auf Grenzfläche zwischen Dielektrikum und Metall/Halbleiter mit glatter Oberfläche

Setzt man nun Gl. 2.2-2, Gl. 2.2-4 und Gl. 2.2-6 miteinander gleich resultiert eine Ungleichung:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

welche zeigt, dass der Betrag der x-Komponente des Photonenimpulses selbst bei θ = 90◦ unmöglich größer oder gleich dem des Oberflächenplasmons wird. Das bedeutet, dass die Photon-Plasmon-Kopplung an ideal glatten Oberflächen dieser Konstruktionsweise nicht stattfinden kann. Abbildung 2.3 illustriert, dass sich bei schrägem (θ = 45◦) und flachem (θ ≈ 90◦) Einfall die x-Komponenten der Wellenvektor-Funktionsgraphen zu keinem Zeitpunkt schneiden. Zeitgleich fällt auf, dass bei senkrechtem Einfall (θ ≈ 0◦) die x-Komponente des Photons Null wird.

2.2.2.3 Otto- und Kretschmann-Konfiguration

Um dennoch eine Anregung von Oberflächenplasmonen zu ermöglichen, schlug Andreas Otto bereits 1968 eine entsprechende Konfiguration vor. Danach werden bei theoretischer Betrachtung Plasmonen auch auf ideal glatten Oberflächen mittels Licht angeregt. Dazu erhöhte er den Betrag des einfallenden Photon-Impulsvektors, indem er dieses durch ein dichteres Medium (Prisma) propagieren und an einer Seite des Prismas total reflektieren ließ. Ferner brachte er ein Metall (Silber) in unmittelbare Nähe der bestrahlten Seite des Prismas (siehe Abb. 2.4) [Ott68].

Die aus dem Abstand resultierende dielektrische Schicht zwischen Metall und Prisma (Luft) ist analog als eine Art Potentialwall vorzustellen, in den das Feld der elektro- magnetischen Welle eindringt. Dabei gilt direkt am Übergang Prisma/Dielektrikum, bedingt durch den größeren Brechungsindex des Prismas, kx,P-Prisma > kx,SP-Metall.

Die Amplitude der Welle und damit auch der Betrag des Wellenvektors nehmen jedoch exponentiell mit zunehmender Eindringtiefe in das Dielektrikum ab. Somit wird das Metall hinreichend dicht an die entsprechende Seite des Prismas herangeführt, um die Bedingung kx,P-Prisma = kx,SP-Metall zu erfüllen und Oberflächenplasmonen anzuregen. Der Effekt, hier zu nutze gemacht, wird Prinzip der „Gedämpften Totalreflexion “bezeichnet [SC10, S. 257 - 261].

In der Praxis ist dieses Prinzip allerdings schwer umsetzbar. Eine dünne dielektrische Schicht zwischen Metall und Prisma einzubringen und die Plasmonen auf der Innenseite des Metalls zu messen, findet keine ökonomische Resonanz. Daher wird die „OttoKonfiguration“üblicherweise nicht verwendet.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.4: Otto-Konfiguration [tfe15]

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.5: Kretschmann- Konfiguration [tfe15]

Noch im selben Jahr (1968) stellten Kretschmann und Raether daher eine weitere Konfiguration zur Anregung von Plasmonen auf ideal glatten Oberflächen vor. Sie bedienten sich dabei demselben Prinzip wie Otto und modifizierten den Aufbau, indem eine dünne Metallschicht direkt auf das Prisma gedampft und das Dielektrikum hinter der Metalldünnschicht arrangiert wurde (siehe Abb. 2.5) [KR68].

Die Vorteile der Kretschmann- gegenüber der Otto-Konfiguration sind vor allem in der Effizienz zu sehen. Dünne Metallschichten lassen sich vergleichsweise unproblematisch auf ein Prisma bringen. Ferner breiten sich die evaneszenten Wellen bei Kretschmann auf der Unterseite der Metallschicht aus, was sie besser messbar macht. Da die Schicht aufgrund der Dämpfung jedoch nur wenige zehn Nanometer dick sein darf und sich die zu untersuchenden Rippel üblicherweise in Tiefen von einigen hundert Nanometern ausbilden, wird dieser Aufbau im vorliegenden Fall ebenso keine Verwendung finden.

2.2.2.4 Oberflächenmodifikation

Die vorangegangenen Überlegungen bezogen sich stets auf eine ideal glatte Metall- bzw. auf transient-metallische Halbleiteroberflächen. Zudem wurde aufgezeigt, dass theore- tisch keine Oberflächenplasmonen auf diesen Oberflächen durch direkte Bestrahlung ei- ner einfachen dielektrisch-metallischen Schicht angeregt werden können. Anders sieht es jedoch bei räumlich modulierten Oberflächen entsprechender Materialien aus. Der Git- tervektor eines eindimensionalen Beugungsgitters kGitter liegt dabei in der Oberfläche, senkrecht zu den Linien des Gitters und wird mit dem Wellenvektor des frei-einfallenden Photons summiert [SC10, S. 263 - 274]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Der Betrag des Gittervektors berechnet sich zu:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Wobei m eine beliebige ganze Zahl und d der Gitterperiode entspricht. Dadurch ist es also ebenfalls möglich die Wellenvektordiskrepanz zu überwinden. Abbilung 2.3 veranschaulicht das schematisch (schwarze und orangene Linie).

An dieser Stelle sei erwähnt, dass die Initialphase der LIPSS-Formierung stets mit ei- ner Aufrauung der Oberfläche einhergeht. Das bedeutet, dass sich bei Peak-Fluenzen um den Bereich der Einzelpuls- bzw. Multipulsablationsschwelle während der ersten auftreffenden Pulse zunächst einmal wenige Mikrometer kleine Krater ausbilden (sie- he Abb. 2.6).

Der daraus resultierende Oberflächen-Impulsvektor liefert so den notwendigen Differenzbetrag damit Gl. 2.2-7 erfüllt werden kann. Wie im Abschnitt 2.2.2.2 bereits angedeutet, sind die Beträge der x-Komponenten auftreffender Photonen bei senkrechtem Einfall sehr gering (siehe Gl. 2.2-4). Denn bedingt durch die Fokussierung wird stets ein Anteil der einfallenden Photonen im Winkel θ > 0◦ wirken. Daraus lässt sich ableiten, dass für diesen Fall kGitter ≫ kx,P gelten muss.

Der Unterschied zu einer periodisch vorstrukturierten Fläche (wie einem Beugungsgitter) liegt in der Willkürlichkeit der Anordnung. Daher sind in entsprechender Literatur stets Mikroskopieaufnahmen von Rippeln, welche sich weg von diesen Kratern ausbreiten, zu finden (siehe Abb. 2.6). Darüber hinaus lässt sich bereits schlussfolgern, dass aus dieser initial zufälligen Oberflächenmodifikation viele verschiedene Plasmonenmoden resultieren und dabei auf der Grenzschicht miteinander interferieren.

Ferner sei angemerkt, dass bereits diverse Publikationen zum Anregen von Oberflächenplasmonen wie etwa durch Bandlückenmodifikationen und Nahfeldanregung existieren. Darüber hinaus wurden Versuche zur Modulierung von Propagationsrichtung und -länge durch Wellenleiter, aber auch durch andere Materialmodifikationen angestellt [LLJK12], [LSLB13], [LLER14]. Ferner ermöglicht das end-fire coupling (engl. KantenbeschussEinkopplung) die Plasmoneneinkopplung, indem die anzuregende Probe längs zum Strahl positioniert wird [FBPM15], [HZJZ13].

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 2.6: Kraterbildung in Intialphase der LIPSS-Bildung [BRK09, S. 104910-4]

Wie eingangs betrachtet hat die Oberflächenrauigkeit einen nennenswerten Einfluss auf die Einkopplung. Da für den hier untersuchten Fall ausschließlich die randomisierte Ober- flächenaufrauung durch Laserbeschuss in der Intitialphase der LIPSS-Entstehung maß- gebend für das Anregen von Plasmonen ist, werden die soeben genannten Möglichkeiten nicht näher verfolgt.

2.3 Konzeptentwicklung

Mit Hilfe des eingangs vorgestellten Messplatzes sind bereits einige Untersuchungen zur Entstehungscharakteristik der LIPSS geführt worden. Diese beliefen sich allerdings auf Erkenntnisse, die ausschließlich außerhalb der eigentlichen Messungen zugänglich waren.

Hierbei wurden die Pulse der beiden Teilarme um einige Femto- bis Nanosekunden zuein- ander verzögert, damit geeignete Proben beschossen und die Strukturen anschließend im Rasterelektronenmikroskop analysiert. Dieses Vorgehen liefert jedoch nur wenig gehalt- volle Aussagen über die dynamischen Prozesse, bevor sich LIPSS ausbilden. Aus diesem Grund bestand die Nachfrage nach einer agileren und zeitaufgelösten Messmethode.

Durch Einsicht in die eingangs erworbenen theoretischen Kenntnisse über Oberflächen- plasmonen (siehe Abschnitt 2.2) fiel die Wahl, in Absprache mit erfahrenen Kollegen, auf die in der Optik bewährte Pump-and-Probe-Technique. Dazu wird z. B. ein Messaufbau genutzt, wie er in diesem Fall bereits realisiert ist (siehe Abb. 2.1) und eine Verschie- bung beider Teilpulse gezielt (zeitlich) gegeneinander durchgeführt. Der erste Teilpuls, der auf die zu untersuchende Probe trifft, wird „Pump-Puls “genannt und führt zum Anregen des Materials (für Halbleiter Elektronen vom Valenz- ins Leitungsband). Der zweite Teilpuls ist der Probe-Puls, welcher die durch den ersten Teilpuls bedingte Verän- derung bei deutlich geringerer Intensität (PMittel ≈ 200 mW - ca. 15 % des Pump-Strahls) „abtastet“.

Typische Puls-Zeit-Verzögerungen für Pump-and-Probe-Measurements an Elektronenplasmen belaufen sich auf 0 ≤ △t ≤ einige Nanosekunden. Es sei erwähnt, dass hierzu beide Teilstrahlen exakt übereinander liegen sollten, damit die Anregung des Materials auch an gewünschter Stelle sichtbar wird.

Da sich die zu erwartende LIPSS-Periode für das hiesige Lasersetup in einer Größenordnung von Λ ≈ 100 . . . 800 nm [BGDD15, S. 121111:1 - 4] bewegt, sind die Oberflächenwellen in einer ähnlichen Größenordnung zu erwarten. Dazu bietet sich eine Frequenzverdopplung, etwa mit einem Bariumborat-Kristall (auch BBO), des Probe-Strahls an. Denn laut der Gittergleichung für optische Gitter:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

ergibt sich bei senkrechtem Einfall eines Probe-Strahls α = 90◦ (auch Fundamentale genannt) mit λ = 800 nm eine maximale Auflösung von 800 nm. Dabei entspricht m der Beugungsordnung (0,± 1, ± 2, . . . ), λ der Wellenlänge, d der Gitterperiode, α dem Einfallswinkel und β dem Beugungswinkel.

Durch Frequenzverdopplung (auch SHG - Second Harmonic Generation) ist ein Erhöhen der spektralen Auflösung auf 400 nm erreichbar. Die Gleichung Gl. 2.3-10 lässt ferner den Einfluss des Einfallswinkels erkennen. Um die Auflösung weiter zu steigern, wird ein schräger Einfall des Probe-Strahls eingepasst. Konstruktiv bedingt, beläuft sich dieser hier auf α ≈ 15◦. So können Beugungsstrukturen bis Λ ≈ 320 nm aufgelöst werden.

Es sei angemerkt, dass sich auch die dritte Harmonische (λ = 266 nm) erzeugen ließe, jedoch ist dies ausschließlich mit einem hohen Intensitätsverlust umsetzbar.

3 Konzeptumsetzung

3.1 Leitmodell

Wie ausgeführt, soll die Basis des resultierenden Pump-and-Probe-Setups das anfänglich dargestellte Doppelpuls-Experiment sein. Darauf aufbauend wurde im zweiten Strahlengang (siehe Abb. 3.1 - M3 und M4) ein weiterer Spiegel (M5) ergänzt. Dieser sorgt dafür, dass der zweite Teilstrahl vor Auftreffen auf den zweiten Strahlteiler abgelenkt wird. Um einer unnötigen Leistungsminderung entgegenzuwirken, wird der zweite Strahlteiler (siehe Abb. 3.1 - BS2) heraus geklappt.

Nach dem Durchgang durch den BBO-Kristall wird der Strahl ein weiteres Mal reflektiert (M6) und im Winkel θ ≈ 15◦ auf die Probe geführt. Da nach Durchgang des BBO- Kristalls sowohl die SHG als auch die Fundamentale transmittieren, sorgt ein BG39- Bandbreitenfilter dafür, dass die Fundamentale abgefangen wird. Dies verhindert ein versehentliches Anregen der Probe mit der Fundamentalen aus anderen Winkeln. Eine λ/2 Platte sorgt im Strahlarm der SHG für eine drehbare Polarisation, damit nicht fälschlicherweise Oberflächenplasmonen mit 400 nm eingekoppelt werden. Die spherische Linse (L2) weist eine stärkere Fokussierung auf, als die Zylinderlinse aus dem Strahlarm

3.1 Leitmodell

der Fundamentalen. Damit ist es möglich mittels des Probe-Arms das Innere des PumpArm-Fokus abzutasten.

Der an der Probe reflektierte Anteil des 400 nm Probe-Strahls wird durch ein Loch im Schirm auf eine Blende geführt, um einen höheren Kontrast für die Detektion zu er- möglichen. Die an den Strukturen, Elektron-Loch-Plasmen oder Oberflächenplasmonen resultierende Beugung, respektive Streuung trifft dabei auf den Schirm und kann mittels der EMCCD (Electron Multiplying Charge-Coupled Device) Kamera detektiert werden.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb. 3.1: Leitmodell des Pump-and-Probe-Setups mit BS1: 80/20 Strahlteiler 1, M1 - M4: Spiegel 1 - 6, L1: f = 400 mm Zylinderlinse, L2: f = 100 mm Spherenlinse, λ/2: Verzögerungsplatten, P: Linear-Polarisationsfilter, BBO: Bariumborat-Kristall für SHG, F: opt. Bandpassfilter und EMCCD: Electron Multiplying Charge-Coupled Device Kamera (siehe Anhang B.2)

Der erste Strahlengang (siehe Abb. 3.1 - M1 und M2) bleibt nahezu unverändert. Hier wurde ausschließlich eine λ/2-Platte sowie ein Linear-Polarisationsfilter mit in den In-

3.2 Zeitliches Justieren der Pulse

terferometerarm eingebaut, um eine analoge Steuerung der Fluenz der Pump-Pulse zu ermöglichen. Ferner benötigt der Probe-Strahl nur eine geringe Leistung, da dieser nicht zum Anregen verwendet wird. Aus diesem Grund bietet es sich an, den ersten 50/50 Strahlteiler (siehe Abb. 3.1 - BS1) gegen einen 80/20 Strahlteiler zu tauschen. Das ge- währleistet außerdem einen größeren Leistungsbereich für Einzelpulsmessungen.

3.2.1 Intensitätsautokorrelation

Um die Pulse in der Grobjustierung bereits möglichst nah beieinander zu halten, müssen die Wege der jeweiligen Pump-and-Probe-Section identisch sein. Dies wurde beim Aufbau mit einem Maßband umgesetzt. Da die Pulse jeweils nur eine zeitliche Breite von 120 fs (FWHM) aufweisen bleibt nur ein Spielraum von etwa 36 µm, um die Pulse zeitlich übereinander zu legen:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Ein Maßband zu verwenden, ist für diesen Fall unzureichend akkurat. Aus diesem Grund wurde die Probe durch einen weiteren BBO-Kristall und der BG39-Bandpassfilter durch einen OG515-Bandpassfilter ersetzt. Der OG515-Bandpassfilter führt zur Transmission der Fundamentalen und dem Abfangen der SHG. Beide 800 nm Foki liegen nun direkt im BBO-Kristall. Schneiden sich die jeweiligen Pulse zur gleichen Zeit, interferieren diese im BBO-Kristall und erzeugen die Summenfrequenz von 400 nm.

Die Resultierende ist demnach eine Funktion der Laufzeitdifferenz △t beider Pulse und wird im halben Winkel der beiden Teilstrahlen zueinander abgestrahlt (siehe Abb. 3.2).

Das Abtasten eines Pulses mit sich selbst wird Intensitätsautokorrelation genannt. Die entsprechende Intensitätsautokorrelationsfunktion zweiter Ordnung (für SHG) lau- tet [Rul98]:

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

wobei I der Intensität zur Zeit t entspricht.

Abbildung in dieser Leseprobe nicht enthalten

Abb.³.²: Summenfrequenzerzeugung mittels des Pump-and-Probe- Setups (siehe Anhang B.³ )

Um die Summenfreqeunz mit der Diode akkurat detektieren zu können, werden die transmittierten Teilstrahlen mit Hilfe einer Lochblende abgefangen (siehe Abb.³.² ). Nun sei der erste Interferometerarm solange zu verfahren, bis die Pulse übereinander liegen und das zeitliche Integral des Intensitätsquadrates A(² )(△ t = 0) detektiert wird. Ist die gemessene Intensität im Digitalspeicheroszilloskop maximal, bedeutet dies eine zeitliche Verschiebung der Pulse von △t = 0 (siehe Anhang B.5):

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3.2.2 Kreuzkorrelation

Zur Feinjustierung des Versuchsaufbaus werden nun der OG515-Bandpassfilter gegen den BG39-Bandpassfilter und der zweite BBO-Kristall gegen eine Probe mit dünner Zinkoxid- (ZnO-) Schicht auf Glassubstrat getauscht. Hinter der Probe wird eine Diode in Verlängerung des Probe-Strahls positioniert. Um nicht versehentlich gestreute Anteile des Fundamentalstrahls mit zu messen, befindet sich direkt vor der Diode ein weiterer BG39-Bandpassfilter (siehe Abb. 3.3).

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Abb. 3.3: Kreuzkorrelation mittels des Pump-and-Probe-Setup (sie- he Anhang B.4)

Die Photonen der Fundamentalen regen den Halbleiter via Multiphotonenabsorption in einen hoch energetischen Zustand an und erzeugen dabei ein Elektron-Loch-Plasma. Durch eine höhere Ladungsträgerdichte Ne im Leitungsband verändern sich entsprechend die optischen Eigenschaften des Halbleitermaterials (siehe Abb. 3.4 am Beispiel von Silizium). Das Halbleitermaterial weist ab einer bestimmten Ladungsträgerkonzentration im Leitungsband metallische Eigenschaften, wie hohe Reflektivität und Absorption, auf und befindet sich daher in einem transient-metallischen Zustand.

Diese Modifikation hängt von der Lebensdauer der Elektron-Loch-Paare ab, die sich bei Raumtemperatur typischerweise in einer Größenordnung von 10-¹⁰ s bis 10-⁶ s befindet [San08, S. 3]. Da die Repetitionsrate der Laserpulse bei 1 kHz liegt, also in jeder Millisekunde ein Puls auftrifft, relaxieren die Elektron-Loch-Paare (abhängig vom Material) vollständig in ihren Grundzustand bis der Folgepuls auf die Probe trifft. Dennoch sei angemerkt, dass sich bei dauerhaftem Pulsbeschuss das Material selbst erwärmt (ElektronPhonon- oder Plasmon-Phonon-Wechselwirkung) und sich daher die Ausgangsbedingung für die Materialparameter aus Abb. 3.4 ebenso verändert.

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Abb. 3.4: Optische Parameter von Si bei Elektron-Loch- Plasmaanregung abhängig von der Ladungs- trägerdichte Ne im Leitungsband [BRK11, S. 5421]

Das messbare transmittierte Signal wird, bedingt durch die steigende Reflektivität/Ab- sorption des Elektron-Loch-Plasmas, in der erwähnten zeitlichen Größenordnung um den Pump-Puls abgeschwächt. Man detektiert die entsprechende Abschwächung, um den zeitlichen Nullpunkt der Pulse zueinander zu bestimmen.

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Abb. 3.5: Reflektivität bei Pump-and-Probe- Measurement an einem Halbleiter [Pas08]

Abbildung 3.5 illustriert die Änderung der Reflektivität eines sättigbaren Absorbers nach optischer Anregung mit einem kurzen Puls. Der Bereich I in Abb. 3.5 kennzeichnet den Anstieg der Reflektivität solange der anregende Puls noch wirkt. Ab der gestrichelten Linie des Bereichs II in Abb. 3.5 fand der Impuls-, respektive der Energieübertrag des Pump-Pulses an das Material bereits statt, wobei der Funktionsgraph die Relaxation der Elektron-Loch-Paare erkennen lässt. In diesem Fall ist das detektierte Signal minimal (da Messung in Transmission), sobald beide Pulse exakt übereinander liegen (△t = 0).

Mittels der Pump-and-Probe-Spectroscopy können demnach ultraschnelle spektroskopische Messungen (wie auch Messungen der Relaxationszeiten von Elektron-Loch-Paaren diverser Halbleitermaterialien) durchgeführt werden, wobei die zeitliche Auflösung ausschließlich durch die jeweiligen Pulsdauern begrenzt ist (hier 120 fs) [Pas08]. Das Abtasten eines Pulses mit einem umgeformten Puls wird Kreuzkorrelation genannt. Die Kreuzkorrelationsfunktion lautet [Rul98], [DR06]:

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wobei IProbe der Intensität des Probe-Strahls und IPump der Intensität des Pump-Strahls zur Zeit t entspricht.

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