Optisch generiertes Triggersignal

In Kap. 2.3.1 wurde bereits diskutiert, dass aufgrund der hohen Scanraten in ASOPS-Messungen ein zeitlich klar definiertes Triggerereignis n¨otig ist, um den Startpunkt der Einzelmessung festzulegen. Schwankt der Triggerzeitpunkt relativ zur jeweiligen Zeit-verz¨ogerung der Impulse, entsteht ein Offset in der Zeitachsen-Kalibrierung zwischen den Einzelmessungen. Dieser Effekt f¨uhrt durch den Mittelungsprozess zu einer ver-schmierten Zeitachse, welche wiederum in einer Verringerung der zeitlichen Aufl¨osung resultiert. Eine direkte Triggervariante ist die Generation einer mit der Offset-Frequenz periodischen Wellenform, auf die schließlich getriggert wird (elektronischer Trigger). Der Triggerzeitpunkt kann jedoch deutlich besser festgelegt werden, wenn zur Generation des

Abbildung 2.9: (a) Vergleich zwischen optisch und elektronisch generiertem Triggersi-gnal bei ∆f = 2 kHz. (b-c) Zoom-In aus (a) um den Nullpunktsbereich.

Triggersignals ein nichtlinearer optischer Prozess verwendet wird (optischer Trigger). In Abbildung 2.9 ist der zeitliche Verlauf der Spannung f¨ur beide Triggermethoden darge-stellt. Der Vorteil des optischen Triggers im Vergleich zum elektrischen Trigger liegt in der deutlich steileren Flanke, wodurch der Zeitbereich f¨ur den Trigger um ca. 3 Gr¨ oßen-ordnung eingeschr¨ankt wird.

F¨ur die Generation des optischen Triggersignals wird ein Teil der Strahlen beider Laser auf einen nichtlinearen Kristall fokussiert. Die nichtlineare Wechselwirkung im Kristall ist immer dann am gr¨oßten, wenn beide Impulse zeitgleich den Kristall durchlaufen. Mit einer entsprechenden Detektion kann auf dieses periodische Signal getriggert werden. Im Rahmen dieser Messungen wurden ca. 100 mW beider Strahlen auf den nichtlinearen Kristall fokussiert. Das resultierende nichtlineare Signal entsteht durch Zwei-Photonen-Absorption und wird ¨uber einen anschließenden Hochpassfilter gefiltert und ¨uber mehrere Verst¨arkerstufen auf ca 1 V Spitzenspannung verst¨arkt.

3 Laserbasierte Pikosekunden-Ultraschall-Spektroskopie

Laserbasierte Pikosekunden-Ultraschall-Spektroskopie basiert auf dem Anrege-Abfrage-Prinzip und ist eine nichtinvasive und kontaktfreie Methode zur Untersuchung verschie-dener Material- und Schichtsysteme vom Mikrometer- bis in den Nanometer-Bereich.

Im wissenschaftlichen Sektor wird die Messmethode unter anderem zur zeitaufgel¨osten Untersuchung von koh¨arenten Phononen in nano-strukturierten Systemen eingesetzt [Nis97, Sun00, Kra97]. Insbesondere in der Halbleiter-Industrie ist die Phonondyna-mik relevant, da W¨arme ein limitierender Faktor vieler optoelektronischer Bauteile dar-stellt [Cah03]. Die ps-Ultraschall-Spektroskopie liefert aber auch Informationen ¨uber relevante Materialparameter wie Schallgeschwindigkeiten, Elastizit¨atsmodule, Schicht-dicken, Grenzfl¨acheneigenschaften oder Delaminationsverhalten [Ant06, Bry06, Cha06].

Damit eignet sich laserbasierter Ultraschall auch f¨ur bildgebende metrologische Verfah-ren, z. B. zur Anwendung in der Pr¨uf- und Messtechnik [Hsi, Wri92, Pu06].

Eine vereinfachte schematische Darstellung des Prinzips der laserbasierten Ultraschall-Spektroskopie in einem einfachen Mehrschichtsystem ist in Abbildung 3.1 gezeigt. Durch Absorption eines ultrakurzen Laserimpulses entsteht eine oberfl¨achennahe Verspannung, die sich mit Schallgeschwindigkeit in der Probe ausbreitet [Tho86]. Je nach Material ist die Dauer der Verspannung im Bereich von Pikosekunden bis Nanosekunden. Der Ver-spannungsimpuls wird an Grenzfl¨achen und Defekten teilweise reflektiert und gestreut.

Der reflektierte Anteil induziert bei der R¨uckkehr zur Oberfl¨ache eine ¨Anderung der Reflektivit¨at, die mit einem zeitverz¨ogerten Laser-Abfrageimpuls detektiert wird. ¨Uber sukzessive Variation der Zeitverz¨ogerung zwischen den Impulsen kann somit tiefenauf-gel¨oste Information ¨uber die Probe gewonnen werden [Gra89]. F¨ur die Untersuchung transparenter Materialien kann eine zus¨atzliche metallische Absorberschicht mit einer Dicke von wenigen Nanometern aufgebracht werden. Die laterale Aufl¨osung liegt im Bereich von µm, h¨angt von dem Fokusdurchmesser der Laserstrahlen am Ort der Mes-sung ab und kann ¨uber entsprechende fokussierende Optiken eingestellt werden. Neben Echos durch Reflexion an einzelnen Grenzfl¨achen treten in periodischen Heterostrukturen durch Vielfachreflexion diskrete hochfrequente Schwingungsmoden auf, deren Untersu-chung zum grundlegenden Verst¨andnis koh¨arenter Phononen in periodischen Systemen beitr¨agt [Pu05]. Zudem kann die Periodizit¨at solcher sogenannter ¨Ubergitter mit ei-ner Genauigkeit bis in den sub-Nanometer-Bereich bestimmt werden [Geb10b]. In den folgenden Unterkapiteln sollen die zum Verst¨andnis koh¨arenter Phononen n¨otigen Zu-sammenh¨ange aufgezeigt werden. Nach einer kurzen Zusammenfassung der inelastischen

Abbildung 3.1: Schematisches Prinzip der laserbasierten Ultraschall-Spektroskopie. (a) Ein fs-Laseranregeimpuls wird an der metallischen Oberfl¨ache der Probe absorbiert und (b) erzeugt einen ps-Ultraschallimpuls, der in das Medium propagiert. (c) Grenzfl¨achen und Defekte reflektieren den Ultraschallimpuls teilweise. (d) An der Oberfl¨ache wird der reflektierte Anteil mit einem zeitverz¨ogerten Laser-Abfrageimpuls detektiert.

Lichtstreuung werden in den darauffolgenden Unterkapiteln die relevanten Mechanismen zur Generation, Propagation und Detektion von akustischen Vibrationen anhand der Wellengleichung im Detail diskutiert. Dabei wird insbesondere auf akustische Phononen in ¨Ubergittern eingegangen, da diese im Rahmen dieser Arbeit experimentell untersucht wurden.

3.1 Inelastische Lichtstreuung

Die Generation von Phononen kann f¨ur eine Vielzahl an Systemen im Rahmen der inelastischen Lichtstreuung beschrieben werden [Hay78]. Die Anregung der Phononen basiert auf einer ¨Anderung der Suszeptibilit¨atδχdes Mediums. Im Falle der Streuung an optischen Phononen spricht man von Raman-Streuung, bei der Streuung an akustischen Phononen spricht man von Brillouin-Streuung. Die Streuintensit¨at I_s der inelastischen Lichtstreuung lautet [Col85]

I_s ∝ <|δχE_iE_s|² > (3.1) E_i, E_s ist der Betrag des einfallenden und gestreuten Felds. Nach dem Erhaltungssatz f¨ur die Wellenvektoren gilt f¨ur den Wellenvektor der generierten Phononen q [Jus89]

q =k_i−k_s (3.2)

Bei resonanter Anregung entstammen die Wellenvektoren des einfallenden und gestreu-ten Lichts k_i und k_s dem Spektrum einer einzelnen Lichtquelle. Da die Bandbreite des anregenden Laserimpulses gering ist im Vergleich zu der Zentralwellenl¨ange und die bei-den Wellenvektoren (anti-)parallel gerichtet sind, gilt f¨ur die m¨oglichen q-Vektoren der

Phononen

q≈0, q ≈2k (3.3)

mit dem Wellenvektor der Zentralwellenl¨ange des Lasers k. Die Bedingung q ≈ 0 ent-spricht der Streuung in Vorw¨artsrichtung und q ≈ 2k der Streuung in R¨uckw¨ artsrich-tung. Wie sich im weiteren Verlauf dieser Arbeit durch Untersuchung der Wellenglei-chung noch zeigen wird, werden in einem Anrege-Abfrage-Experiment, unabh¨angig vom Generationsmechanismus, Phononen in ¨Ubergittern effizient bei q= 0 angeregt und bei q= 2k detektiert. Gleichung (3.3) stellt damit ein zentrales Ergebnis dar.