Anrege-Abfrage Spektroskopie
4.3 Asynchrones optisches Abtasten
Das sogenannte
”asynchrone optische Abtasten“ ist eine Variation der klassischen Anrege-Abfrage-Technik. Das Prinzip wurde erstmals 1987 von Elzinga et al. [Elz87] vorgeschlagen und auch zum ersten Mal implementiert. Weitere Arbeiten, die dieses Verfahren einsetz-ten, wurden in den 90zigern von Adachi et al. [Ada95], Takagi et al. [Tak99], Yasui et al. [Yas05] und Brown et al. [Bro06] durchgef¨uhrt. Eine wichtige Gemeinsamkeit all die-ser Arbeiten besteht darin, dass hier herk¨ommliche Lasersysteme verwendet wurden, die Repetionsraten im Bereich von 100 MHz aufwiesen.
Im Jahr 2006 haben Bartels et al. [Bar06] das System vorgestellt, das im Rahmen dieser Arbeit verwendet und auch weiter entwickelt wurde. Ein wesentlicher Unterschied zu den oben genannten Systemen besteht in der viel h¨oheren Repetitionsrate der einge-setzten Laser, die hier im 1 GHz Bereich liegt. Aufgrund dieser hohen Repetitionsrate und einer verbesserten Stabilisierungselektronik konnte eine deutliche Verbesserung gegen¨uber fr¨uheren Systemen im Bezug auf Geschwindigkeit, Zeitaufl¨osung und Signal-zu-Rausch-Verh¨altnis erzielt werden [Bar07].
4.3.1 Messprinzip
ASOPS basiert im Unterschied zur klassischen Anrege-Abfrage-Technik auf der Verwen-dung von zwei gepulsten Laserquellen, wobei jeweils eine die Anregeimpulse und die andere die Abfrageimpulse liefert. Eine fundamentale Eigenheit des Systems, und der Grund f¨ur das ”asynchron“ in ASOPS, ist der Unterschied der Repetitionsrate zwischen den bei-den Oszillatoren. Dieser Unterschied, der durch die Differenzfrequenz ∆f gegeben ist, erm¨oglicht die kontinuierliche Variation der relativen Zeitverz¨ogerung τ zwischen Anrege-und Abfrageimpuls. Dieser Vorgang, der bei der klassischen Technik auf eine mechanische Ver¨anderung der Laufwege von Anrege- oder Abfrageimpuls angewiesen ist, geschieht hier
4.3. Asynchrones optisches Abtasten
∆RPumpProbeSignal
∆τ ∆τ
∆τ fpump-1
fprobe-1
1/∆f
Abbildung 4.4: Schematische Darstellung des Messprinzips eines ASOPS Experiments.
automatisch.
Bevor die genaue Funktionsweise im Detail vorgestellt wird, soll jedoch f¨ur ein besse-res Verst¨andnis eine Analogie herangezogen werden. Dazu wird die stroboskopische Be-leuchtung einer sich drehenden Scheibe betrachtet. Will man die Bewegung einer Scheibe beobachten, die sich zu schnell dreht um die Bewegung mit dem Auge aufzul¨osen, so kann man sich ein Stroboskop zur Hilfe nehmen, dessen Frequenz variabel einstellbar ist. Stellt man nun die Frequenz des Stroboskops so ein, dass sie genau mit der Drehfrequenz der Scheibe ¨ubereinstimmt, wird die Scheibe immer genau nach einer Umdrehung beleuchtet.
Die Scheibe scheint dann stehen zu bleiben. Ver¨andert man nun leicht die Frequenz des Stroboskops, so wird es aussehen, als ob sich die Scheibe langsam dreht. Sie scheint sich entweder vorw¨arts oder r¨uckw¨arts zu drehen, je nachdem ob man die Frequenz des Stro-boskops vergr¨oßert oder verkleinert. Je gr¨oßer der Unterschied zwischen Stroboskop- und Drehfrequenz wird, um so schneller wird die Bewegung der Scheibe erscheinen. Die Wahl einer beliebig kleinen Differenzfrequenz erlaubt es also im Prinzip die schnelle Drehbewe-gung der Scheibe auf einen beliebig langen Zeitraum zu “strecken”.
Das ASOPS-System nutzt im Prinzip den gleichen Effekt aus. Da die interessierenden Zeitskalen so kurz sind, dass eine kontinuierliche Betrachtung technisch nicht m¨oglich ist, wird der tats¨achliche Vorgang, genau wie die schnelle Bewegung der Scheibe, auf einen gr¨oßeren Zeitraum gestreckt. Dazu wird die Repetionsrate fpump des Oszillators, der die Anregeimpulse liefert, so eingestellt, dass sie um die Differenzfrequenz ∆f gr¨oßer ist, als die des zweiten Oszillators fprobe, der die Abfrageimpulse liefert. Es gilt dann also
fpump =fprobe+ ∆f. (4.13)
Das Prinzip ist in Abbildung 4.4 schematisch gezeigt. Egal wie die Laserstrahlen gef¨uhrt werden, kommen zu irgendeinem Zeitpunkt Anrege- und Abfrageimpuls gleich-zeitig auf der Probe an. Dies ist sozusagen der Beginn des Messfensters, die relative
Zeitverz¨ogerung τ ist dann Null. Wenn das n¨achste Impulspaar auf die Probe trifft, so kommt der Anregeimpuls aufgrund der schnelleren Repetitionsrate bereits etwas fr¨uher an und beim ¨ubern¨achsten Impulspaar wird er noch fr¨uher auftreffen. Jedesmal steigt die relative Zeitverz¨ogerung τ um die Zeitspanne ∆τ, die sich ¨uber
∆τ = ∆f
fP umpfP robe (4.14)
berechnen l¨asst. Dies passiert so lange bis die Zeitverz¨ogerung zwischen den beiden Im-pulsen so groß ist, dass der Anregeimpuls gleichzeitig mit dem n¨achsten Abfrageimpuls auf der Probe ankommt und der ganze Vorgang wieder von vorne beginnt.
Es sind also zwei Zeitskalen zu ber¨ucksichtigen, die in Abbildung 4.4 durch die erste und die letzte Zeile repr¨asentiert sind. Bei der einen handelt es sich um die
”reale“ Zeit der Probendynamik, die durch die maximale Messfensterl¨ange charakterisiert ist, die sich aus der inversen Repetionsrate berechnen l¨asst. Bei einer Repetitionsrate von 1 GHz ist das Messfenster 1 ns lang. Die andere Zeitskala ist die
”Detektorzeit“, in der die Nanosekunde des Messfensters auf das Inverse der Differenzfrequenz ∆f gestreckt wird.
Bei einer typischen Differenzfrequenz von 10 kHz, betr¨agt diese Zeit 100µs.
Die maximale Zeitaufl¨osung dieses Systems ist im Prinzip durch Gleichung 4.14 gege-ben. F¨urfprobe= 1 GHz und ∆f = 10 kHz ergibt sich somit eine theoretische Obergrenze von 10 fs. Dies ist nat¨urlich nur ein theoretischer Wert und im Experiment zun¨achst nicht zu erreichen. Neben der L¨ange der Laserimpulse begrenzt vor allem auch die Schnelligkeit des Detektorsystems die m¨ogliche Zeitaufl¨osung. Geht man von hinreichend kurzen La-serimpulsen aus, so kann man Gleichung 4.14 wie folgt abwandeln um die experimentell m¨ogliche Zeitaufl¨osung zu berechnen:
∆τ = ∆f
fP umpB (4.15)
In dieser Gleichung wurde die Repetitionsrate des Abfragelasers durch die Bandbreite B des Detetektorsystems ersetzt. In dem verwendeten System kommt eine Kombination aus einem schnellen Si-Photodeteketor mit einer Bandbreite von 125 MHz und einer Oszillo-skopkarte f¨ur den PC mit einer Samplerate von 100 MHz zum Einsatz. Setzt man also den kleineren Wert der Oszilloskopkarte in Gleichung 4.15 ein, so erh¨alt man, statt den oben berechneten 10f s, eine maximale Aufl¨osung von 100f s. Es gibt weitere Faktoren, die die Zeitaufl¨osung weiter begrenzen. Zun¨achst soll jedoch die technische Realisierung der Differenzfrequenzstabilisierung beschrieben werden.
4.3.2 Stabilisierung
Ein essentieller Bestandteil des ASOPS-Systems ist die Stabilisierung der Differenzfre-quenz. L¨asst man die Laser frei laufen, so ¨andert sich deren Repetitionsrate aufgrund von thermischen Schwankungen, mechanischen Schwingungen und Luftbewegungen st¨andig.
4.3. Asynchrones optisches Abtasten
Abbildung 4.5: Schematische Darstellung des Stabilisierungsprinzips des ASOPS Aufbaus.
Diese Schwankungen f¨uhren zu einer st¨andigen ¨Anderung der relativen Zeitverz¨ogerung
∆τ aus Gleichung(4.14) und somit zu einer deutlichen Verschlechterung der Zeitaufl¨osung.
Um also das volle Potential dieser Methode auszusch¨opfen, m¨ussen die Repetitionsraten aktiv stabilisiert werden.
Es gibt nun verschiedene Herangehensweisen, dieses Problem zu l¨osen, und im Laufe dieser Arbeit wurden auch verschiedene Methoden ausprobiert. Die folgende Beschrei-bung konzentriert sich auf die Methode, die bis dato die besten Ergebnisse lieferte und auch in den allermeisten Experimenten, die hier vorgestellt werden, eingesetzt wurde. Bei dieser Methode werden genau genommen nicht die Repetitionsraten der einzelnen Laser stabilisiert, sondern vielmehr die Differenzfrequenz zwischen den beiden Lasern. Dies ge-schieht in einer Master-Slave Anordnung. Dazu wird ein analoger Frequenzschieber und eine Phasenregelschleife verwendet. Die Frequenz des frei laufenden Masterlasers wird ge-messen und im Frequenzschieber um die gew¨unschte Differenzfrequenz ∆f verschoben.
Diese verschobene Frequenz dient als Referenzfrequenz f¨ur die Phasenregelschleife, die die Repetitionsrate des Slave-Oszillator entsprechend anpasst.
Das Funktionsprinzip des Frequenzschiebers soll anhand von Abbildung 4.5 erl¨autert werden. Die Repetionsraten der beiden Laser werden mit den Photodioden PD1 und PD2 gemessen. Vor dem Eingang zum Frequenzschieber, wird ein Teil dieser beiden Signale abgezweigt und in einen Mischer gegeben, der das Triggersignal erzeugt, dass in der Os-zilloskopkarte verwendet wird, um die Messung zu synchronisieren. Bei der Detektion der Repetionsrate in den Photodioden werden nicht nur die tats¨achliche Frequenz sondern aufgrund von nichtlinearen Prozessen auch h¨ohere Harmonische der Repetitionsrate er-zeugt. Aus Gr¨unden, die gleich klar werden, ist es vorteilhaft m¨oglichst hohe Ordnungen dieser nichtlinearen Anteile zu verwenden. In dem hier verwendeten Experiment wird die dritte Harmonische bei etwa 3 GHz verwendet.
Nun wird das Signal des Masterlasers in den eigentlichen Frequenzschieber geleitet, der im Wesentlichen aus einem Einseitenbandgenerator besteht. Das Eingangssignal wird in zwei Zweige aufgeteilt und mit der gew¨unschten Differenzfrequenz, die von einem ex-ternen Frequenzgenerator stammt, gemischt. Dies geschieht in den beiden Zweigen aller-dings mit einem relativen Phasenunterschied von 90◦. Nach der Zusammenf¨uhrung liegt der Hauptanteil des Signals nun bei der um ∆f verschobenen Frequenz. Allerdings sind auch weiterhin Anteile bei der unverschobenen Frequenz sowie um ganzzahlige Vielfache der Differenzfrequenz zu finden, die die Stabilisierung st¨oren. Um einige dieser Anteile zu unterdr¨ucken, wird ein Teil des Eingangssignal separat abgezweigt und durch einen ma-nuell einstellbaren Phasen- und Amplitudenschieber geschickt, bevor es wieder mit dem Ausgangssignal gemischt wird. Durch richtiges Einstellen der Phase und der Amplitude dieses Signals kann nun eine destruktive Interferenz erzeugt werden, die die unerw¨unschten Anteile unterdr¨uckt.
Das so erhaltene Signal wird nun mit der gemessenen Repetitionsrate des Slave-Lasers gemischt. Die so erzeugte Differenz zwischen den beiden Frequenzen wird an die Phasen-regelschleife als Fehlersignal weitergegeben. Dieses Fehlersignal gilt es nun zu minimieren, da in diesem Fall die Repetionsraten beider Laser genau um die gew¨unschte Differenzfre-quenz verschoben sind. Dazu ist das Ausgangssignal der Phasenregelschleife ¨uber einen Hochspannungsverst¨arker an einen Piezokristall angeschlossen, der hinter einem der Re-sonatorspiegel des Slavelasers angebracht ist. Eine ¨Anderung der Piezospannung bewirkt eine Verschiebung der Spiegelposition die zu einer ¨Anderung der Resonatorl¨ange und so-mit der Repetionsrate f¨uhrt. Um das Fehlersignal zu minimieren, variiert die Regelschleife nun kontinuierlich die L¨ange des Slaveresonators und sorgt so daf¨ur, dass die Differenz-frequenz zeitlich konstant bleibt.
Das gr¨oßte Problem dieser Methode stellen die nicht vollst¨andig unterdr¨uckbaren Sei-tenb¨ander dar, die der Frequenzschieber generiert. Diese Restanteile erzeugen St¨orsignale, die eine perfekte Stabilisierung verhindern. Aus diesem Grund ist es auch besser bei h¨oheren Harmonischen der Fundamentalfrequenz zu arbeiten. Will man n¨amlich einen Abstand der Fundamentalfrequenzen von zum Beispiel 10 kHz, muss man bei der dritten Harmonischen bei einem Abstand von 30 KHz arbeiten. Dadurch sind die Seitenb¨ander weiter voneinander enfernt und lassen sich in der analogen Schaltung besser unterdr¨ucken und filtern. Dies ist auserdem der Hauptgrund, warum eine beliebige Verkleinerung der Differenzfrequenz nicht zu einer beliebig hohen Aufl¨osung f¨uhrt, wie man ja eigentlich aus Gleichung 4.14 entnehmen k¨onnte. Die Seitenb¨ander r¨ucken dann n¨amlich wieder n¨aher zusammen und das erh¨ohte Rauschen der Stabilisierung kompensiert die gewonne-ne Zeitaufl¨osung. Ein weiteres Problem ist die endliche Bandbreite der Piezokristalle, die es nicht erlaubt, beliebig schnellen ¨Anderungen zu folgen.
All diese Faktoren f¨uhren zu einer st¨andigen Abweichung von der gew¨unschten Repe-titionsrate, die Jitter genannt wird. Die Folge davon ist, dass die Zeitaufl¨osung ¨uber das
4.3. Asynchrones optisches Abtasten
reale Zeit t
relative Zeit τ(t)
100 µs 1 ns
1/∆frep
1/frep
Abbildung 4.6: Anschauliche Darstellung des elektronischen Jitters der zu einer Ver-schlechterung der Zeitaufl¨osung ¨uber dem Messfenster f¨uhrt.
Messfenster nicht konstant ist, sondern vielmehr mit zunehmender Zeit schlechter wird.
Abbildung 4.6 zeigt eine schematische Darstellung davon. Abgebildet ist die relative Zeit τ(t) in Abh¨angigkeit der
”realen“ Zeit t. Die rote Kurve stellt qualitativ den Verlauf f¨ur eine Messung dar, der im Idealfall linear verlaufen sollte (gestrichelte Gerade). Da man in einer Messung immer sehr viele Transienten aufnimmt, mittelt man ¨uber diese Abwei-chungen, die in der Summe am Ende des Messfensters gr¨oßer sind, als am Anfang. Dies ist durch den grau hinterlegten bereich angedeutet. So kommt es, dass die Zeitaufl¨osung am Ende der Messung schlechter ist, als am Anfang. Sie bleibt in den hier vorgestellten Messungen jedoch immer noch unterhalb von 150 fs.
4.3.3 Messaufbau
Ein Schema des verwendeten Messaufbaus ist in Abbildung 4.7 abgebildet. Nach dem Beamsplitter, der einen geringen Anteil des Lichts von Anrge- und Abfragelaser auf die Photodioden lenkt, die die Repetitionsrate an die Stabilsierungselektronik weiterleiten, werden jeweils ein Paar aus einem λ/2-Pl¨attchen und einem polarisierenden Strahltei-lerw¨urfel (PBC - engl. polarizing beam splitter cube) durchlaufen. Damit kann nicht nur die Polarisation sondern auch die Intensit¨at eingestellt werden. Beide Laser werden mit zwei Linsen auf die Probe fokkusiert, wobei der reflektierte Anteil des Abfragestrahls mit der gleichen Linse, durch leichte Schiefstellung der Probe etwas versetzt, aufgefangen und auf den Detektor gef¨uhrt wird. Vor dem Detektor steht wieder ein polarisierender Strahlteilerw¨urfel, der gestreutes Anregelicht abblockt, wenn Anrege- und Abfragestrahl
Abfragelaser
Anregelaser Stabilisierung
PC
Detektor λ/2-PBC
λ/2-PBC
Probe Photodiode
Photodiode Triggersignal Repetionsrate
Repetionsrate
PBC
Abbildung 4.7: Schematische Darstellung des ASOPS Aufbaus.
senkrecht zueinander polarisiert sind. Laufen die beiden Laser bei unterschiedlichen Wel-lenl¨angen, kann hier auch ein Farbfilter eingesetzt werden, um gestreutes Anregelicht aus dem Detektor fernzuhalten. Der Detektor gibt das DC- und AC-Signal getrennt vonein-ander aus, wobei der AC-Anteil direkt an die Oszilloskopkarte im Computer geleitet wird, w¨ahrend der DC-Anteil gemessen und zur Berechnung von ∆R/R verwendet wird.
Die Probe ist meist auf einem manuellen oder einem elektronisch verschiebbaren XYZ-Tisch montiert. An dessen Stelle kann aber auch ein Durchflusskryostat (Oxford Instru-ments, Mikrostat He) installiert werden, um temperaturabh¨angige Messungen zwischen He-Temperatur und etwa 400 K zu erm¨oglichen. Der Aufbau kann auch einfach umge-baut werden, um den transmittierten Anteil des Abfragelichts zu detektieren, wenn es die Probengeometrie zul¨asst.
Wie bereits erw¨ahnt, handelt es sich bei den gepulsten Lasern um Ti:Saphirlaser (Tw-inJet, Gigaoptics GmbH), die mit einem frequenzverdoppelten ND:YAG Laser mit einer Wellenl¨ange von 532 nm gepumpt werden. Die beiden Resonatoren des Anrege- und des Abfragelasers sind in der letzten Ausbaustufe des Systems in einem Geh¨ause unterge-bracht, damit externe Einfl¨usse auf beide Laser gleich wirken k¨onnen, und sich so weniger bemerkbar machen. Abbildung 4.8 zeigt den schematischen Aufbau der beiden Ringre-sonatoren, deren Anordnung gespiegelt ist. Um beide Resonatoren zu pumpen, wurde entweder ein 10 W Laser verwendet dessen Strahl aufgeteilt wurde oder zwei individu-elle 5 W Laser. In den Lasern wird der bereits beschriebene Kerr-Effekt ausgenutzt um passives Modenkoppeln zu erreichen. Allerdings kommen die Laser ohne eine Blende aus.
Vielmehr laufen Pumpstrahl und Resonatorstrahl innerhalb des Ti:Saphir Kristalls nicht exakt kolinear. Die beiden Achsen sind etwas gegeneinander verschoben um eine effektive
”Blende“ zu realisieren. Eine kleine St¨orung durch das Anstoßen eines der Spiegel reicht dann aus um das Modenkoppeln zu starten.
4.3. Asynchrones optisches Abtasten
Piezokristalle
Ti:Saphirkristall
Auskoppelspiegel Prismen
Ti:Saphirkristall Pumpstrahl
Pumpstrahl Oszillator A
Oszillator B
Abbildung 4.8: Schematische Darstellung der beiden Resonatoren der Ti:Saphir Laser.
In beiden Lasern ist jeweils ein Piezokristall eingebaut, um die jeweilige Resonatorl¨ange zu ver¨andern. Von der Stabisierungselektronik wird allerdings nur der im Slave-Laser ein-gebaute angesteuert. Der andere dient lediglich zur Feinjustage. Mithilfe der Prismen kann die Wellenl¨ange von Anrege- und Abfragelaser unabh¨angig voneinander zwischen etwa 750 nm und 850 nm verstellt werden. Da im Prisma die unterschiedlichen Wellenl¨angen ver-schieden stark gebrochen werden, kann man durch Winkel¨anderung eines der Spiegel die Wellenl¨ange aussuchen, die verst¨arkt werden soll. Je nach Wellenl¨ange liefern die beiden Resonatoren jeweils bis zu 800 mW durchschnittlicher Leistung. Abbildung 4.9 zeigt die Autokorrelation und ein Spektrum eines typischen Pulses. Die mathematische Analyse der Autokorrelation f¨uhrt zu einer Pulsl¨ange von ca. 50 fs bei einer typischen Breite des Spektrums von etwa 20 nm. In dem beschriebenen Aufbau verl¨angert sich die Pusldau-er beim Durchgang durch alle optischen Elemente jedoch auf typischPusldau-erweise 90-100 fs, bis der Impuls an der Probe ankommt. Vor allem die polarisierenden Strahlteilerw¨urfel (Kantenl¨ange 1cm) tragen zur Pulsverl¨angerung bei. F¨ur die Fokussierung von Anrege-und Abfragelicht werden meist Linsen mit einer Brennweite zwischen 3.5 cm Anrege-und 5 cm verwendet, was zu einem Durchmesser der jeweiligen Strahlen im Fokus von etwa 20 bis 25µm f¨uhrt.
Zur Datenerfassung im PC kommt eine Oszilloskopkarte (CompuScope, Gage) zur Anwendung, die eine Abtastrate von 100 MHz leisten kann. Außerdem verf¨ugt die Karte
¨uber einen Onboard-Speicher, der es erlaubt 1024 Transienten zwischenzuspeichern, bevor der Speicher auf die Festplatte geschreiben werden muss. Dadurch verschnellert sich der Mittelungsprozess so sehr, dass innerhalb von weniger als 2 Minuten 106 Mittelungen
- 2 0 0 - 1 5 0 - 1 0 0 - 5 0 0 5 0 1 0 0 1 5 0 2 0 0 0 . 0
0 . 5 1 . 0 1 . 5 2 . 0 2 . 5 3 . 0
7 6 0 7 8 0 8 0 0 8 2 0 8 4 0 8 6 0
b )
Intensität (willk. Einh.)
Z e i t ( f s ) a )
Intensität (willk. Einh.)
Wellenlänge (nm)
Abbildung 4.9: Autokorrelationsfunktion (Bild a)) und Spektrum (Bild b)) eines typischen Impulses. Die Auswertung der Autokorrelationsfunktion ergibt eine typische Impulsl¨ange von etwa 50 fs.
realisiert werden k¨onnen. Innerhalb dieser Messzeit ist es so m¨oglich, dass Signal-zu-Rausch Verh¨altnis auf ein Niveau von 107 zu treiben.
Im Vergleich zu klasssischen Anrege-Abfrage Techniken ergeben sich beim ASOPS-System demzufolge einige Nachteile. Zun¨achst ist man nat¨urlich bei der Wahl der Mess-fensterl¨ange auf die Repetitionsrate des Lasers beschr¨ankt. Die kann auch nicht ein-fach beliebig reduziert werden um l¨angere Messfenster zu erm¨oglichen, da sonst auch die Zeitaufl¨osung schlechter wird. Ein weiteres Problem der hohen Repetitionsrate sind m¨ogliche Akkumulationseffekte in der Probe. H¨aufig ist es so, dass das elektronische Sys-tem nach einer Nanosekunde noch nicht wieder in den Ausgangszustand zur¨uckgekehrt ist. Man arbeitet also h¨aufig mit einem quasi-station¨aren Nichtgleichgewichtsszustand, der die Ergebnisse unter Umst¨anden verf¨alschen kann.
Auf der anderen Seite bringt dieses System aber auch erhebliche Vorteile. Hier sei zun¨achst die hohe Messgeschwindigkeit genannt. Dadurch dass die Aufnahme einer Tran-siente lediglich 100 µs dauert, kann die Gr¨oßenordnung der Messzeit von Stunden auf Minuten reduziert werden. Je nach Anforderung an das Signal-zu-Rausch Verh¨altnis rei-chen oft auch bereits wenige Sekunden aus. Ein weiterer Vorteil, der sich daraus ergibt, ist die M¨oglichkeit, das gesamte Signal live auf dem Computer zu verfolgen, was beispielsweise die Justage des Systems erheblich vereinfacht. Des Weiteren erm¨oglicht die unabh¨angige Einstellung der Wellenl¨ange von Anrege- und Abfragelaser eine einfache Zwei-Farben-Spektroskopie, die einige wichtige Untersuchungen erm¨oglicht [Bab07, Miz99]. Dieses Sys-tem kommt außerdem auch ohne bewegliche Teile aus. Dadurch fallen auch die Probleme klassischer Methoden mit der Variation der Laserfleckgr¨oße und des Poyntingvektors weg.
Kapitel 5 Ergebnisse
Dieses Kapitel besch¨aftigt sich mit der Pr¨asentation der im Rahmen dieser Arbeit erziel-ten Ergebnisse. Zun¨achst werden Messungen an einfachen Volumenhalbleitern vorgestellt, die vor allem als Einf¨uhrung zu verstehen sind. An diesen Ergebnissen werden die we-sentlichen Aspekte der Auswertung diskutiert, so dass die Auswertung der komplexeren Proben leichter verst¨andlich ist. Danach geht es um Proben, die aus einem System aus dotierten und undotierten Schichten bestehen. Diese Messungen werden zeigen, dass man mittels dieser Methode auch Dotierprofile untersuchen kann. Anschließend werden eine Reihe von Messungen an unterschiedlichen ¨Ubergittersystemen behandelt. Auch hier wird zun¨achst ein Standardsystem vorgestellt, an dem die grundlegenden Aspekte dieser Syste-me beschrieben werden, bevor sowohl das GaSb/InAs- System als auch das Si/Mo-System untersucht werden. Der letzte Teil des ¨Ubergitter-Abschnitts widmet sich einer speziellen Anwendung dieser ¨Ubergitterstrukturen, n¨amlich den Phononkavit¨aten. Dieses Kapitel schließt mit der Beschreibung von Ergebnissen, die an frei stehenden Si-Membranen er-zielt wurden.
5.1 Volumenhalbleiter
Ein guter Einstieg f¨ur das Verst¨andnis der Ergebnisse, die in diesem Kapitel vorgestellt werden, sind Messungen an einfachen unstrukturierten Volumenhalbleitern. Als Beispiele
Ein guter Einstieg f¨ur das Verst¨andnis der Ergebnisse, die in diesem Kapitel vorgestellt werden, sind Messungen an einfachen unstrukturierten Volumenhalbleitern. Als Beispiele