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Articulo de referencia

Compresor Prism

Figura 1. Compresor de prisma. Las líneas rojas representan rayos de longitudes de onda más largas y las azules, rayos de longitudes de onda más cortas. El espaciado de los comp...

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Figura 1. Compresor de prisma. Las líneas rojas representan rayos de longitudes de onda más largas y las azules, rayos de longitudes de onda más cortas. El espaciado de los componentes de longitud de onda roja, verde y azul después del compresor está dibujado a escala. Esta configuración presenta una dispersión positiva.

Un compresor de prisma es un dispositivo óptico que se utiliza para acortar la duración de un pulso láser ultracorto con modulación de frecuencia positiva , al introducir retardos temporales diferentes en sus componentes de longitud de onda . Generalmente consta de dos prismas y un espejo. La Figura 1 muestra la construcción de dicho compresor. Si bien la dispersión del material del prisma provoca que las distintas componentes de longitud de onda se desplacen por trayectorias diferentes, el compresor está diseñado de tal manera que todas las componentes de longitud de onda salen del compresor en momentos diferentes, pero en la misma dirección. Si las distintas componentes de longitud de onda de un pulso láser ya estuvieran separadas en el tiempo, el compresor de prisma puede hacer que se superpongan, lo que resulta en un pulso más corto.

Los compresores de prisma se utilizan habitualmente para compensar la dispersión dentro de los láseres de titanio-zafiro con bloqueo de modos . Cada vez que el pulso láser atraviesa los componentes ópticos dentro de la cavidad, se estira. Un compresor de prisma dentro de la cavidad puede diseñarse para compensar con precisión esta dispersión intracavitaria. También puede utilizarse para compensar la dispersión de pulsos ultracortos fuera de las cavidades láser.

La compresión de pulsos prismáticos fue introducida por primera vez, utilizando un solo prisma, en 1983 por Dietel et al. [ 1 ] y un compresor de pulsos de cuatro prismas fue demostrado en 1984 por Fork et al. [ 2 ] Otros desarrollos experimentales incluyen un compresor de pulsos de par de prismas [ 3 ] y un compresor de pulsos de seis prismas para láseres semiconductores. [ 4 ] La teoría de dispersión de prismas múltiples , para la compresión de pulsos, fue introducida en 1982 por Duarte y Piper, [ 5 ] extendida a derivadas de segundo orden en 1987, [ 6 ] y extendida aún más a derivadas de fase de orden superior en 2009. [ 7 ]

En 2006 se introdujo un compresor adicional que utilizaba un prisma grande con reflectores laterales para permitir una disposición de pasos múltiples en el prisma. [ 8 ]

Principio de funcionamiento

Figura 2. Geometría de un compresor de prisma.
Figura 3. Longitud de trayectoria efectiva para un compresor de prisma con A = 100 mm, θ = 55° y α = 10°. Los colores corresponden a diferentes valores de B , donde B = 67,6 mm significa que el haz apenas incide en las puntas de ambos prismas con un índice de refracción de 1,6. (Los colores no corresponden a los de los rayos de la Figura 1).
Figura 4. Órdenes de dispersión de un compresor de pares de prismas de sílice fundida a 780 nm. (p = 2 - GDD, p = 3 - TOD, p = 4 - FOD, p = 5 - FiOD, p = 6 - SiOD, p = 7 - SeOD, p = 8 - EOD, p = 9 - NOD, p = 10 - TeOD)

Casi todos los materiales ópticos transparentes a la luz visible presentan una dispersión normal o positiva: el índice de refracción disminuye al aumentar la longitud de onda. Esto significa que las longitudes de onda más largas viajan más rápido a través de estos materiales. Lo mismo ocurre con los prismas de un compresor de prismas. Sin embargo, la dispersión positiva de los prismas se compensa con la mayor distancia que deben recorrer los componentes de mayor longitud de onda a través del segundo prisma. Este es un equilibrio bastante delicado, ya que las longitudes de onda más cortas recorren una mayor distancia en el aire. No obstante, con una cuidadosa selección de la geometría, es posible crear una dispersión negativa que compense la dispersión positiva de otros componentes ópticos. Esto se muestra en la Figura 3. Al desplazar el prisma P2 hacia arriba y hacia abajo, la dispersión del compresor puede ser tanto negativa alrededor del índice de refracción n = 1,6 (curva roja) como positiva (curva azul). El rango con dispersión negativa es relativamente corto, ya que el prisma P2 solo puede moverse hacia arriba una corta distancia antes de que el rayo de luz lo deje de alcanzar.

En principio, el ángulo α puede variarse para ajustar las propiedades de dispersión de un compresor de prisma. Sin embargo, en la práctica, la geometría se elige de manera que el haz incidente y el refractado tengan el mismo ángulo en la longitud de onda central del espectro que se va a comprimir. Esta configuración se conoce como el "ángulo de mínima desviación " y es más fácil de alinear que los ángulos arbitrarios.

El índice de refracción de materiales típicos como el vidrio BK7 varía solo una pequeña cantidad (0,01  – 0,02) dentro de las pocas decenas de nanómetros que abarca un pulso ultracorto. En un tamaño práctico, un compresor de prisma solo puede compensar unos pocos cientos de μm de diferencias de longitud de trayectoria entre los componentes de longitud de onda. Sin embargo, al usar un material con un índice de refracción alto (como SF10 , SF11 , etc.), la distancia de compensación puede extenderse al nivel de milímetros. Esta tecnología se ha utilizado con éxito dentro de la cavidad del láser de femtosegundos para la compensación del cristal de zafiro de titanio, y fuera para la compensación de la dispersión introducida por otros elementos. Sin embargo, el compresor de prisma, así como otros elementos ópticos, introducen dispersión de orden superior. Esta puede corregirse mediante una medición precisa del pulso ultracorto y compensando la distorsión de fase. MIIPS es una de las técnicas de conformación de pulsos que puede medir y compensar automáticamente la dispersión de orden superior. Como una versión confusa de la conformación de pulsos, el espejo final a veces se inclina o incluso se deforma, aceptando que los rayos no viajan de regreso por el mismo camino o se vuelven divergentes.

En la Figura 4, se representan las características de los órdenes de dispersión de un compresor de pares de prismas hecho de sílice fundida en función de la profundidad de inserción del primer prisma, denotada comoℓ1{\displaystyle \ell _{1}}, para pulsos láser con una longitud de onda central de780 Nuevo Méjico{\displaystyle 780{\text{ nm}}}y ancho de banda espectralΔλ=30 Nuevo Méjico{\displaystyle \Delta \lambda =30{\text{ nm}}}. La evaluación emplea el formalismo óptico de Lah-Laguerre , una formulación generalizada de los órdenes superiores de dispersión. [ 9 ] [ 10 ] El compresor se evalúa cerca del ángulo de Brewster para una separación deL=30 centímetro{\displaystyle L=30{\text{ cm}}}entre los prismas, una profundidad de inserción para el segundo prismaℓ2=1 mm{\displaystyle \ell _{2}={\text{1 mm}}}a la longitud de onda mínimaλmetroinorte{\displaystyle \lambda _{min}}y un ángulo de vértice deα=69.06∘{\displaystyle \alpha =69.06^{\circ }}para los prismas de sílice fundida.

Teoría de la dispersión

La dispersión angular para matrices prismáticas generalizadas, aplicable a la compresión de pulsos láser, se puede calcular exactamente utilizando la teoría de dispersión de prismas múltiples . [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ] En particular, la dispersión, su primera derivada y su segunda derivada, vienen dadas por [ 5 ] [ 6 ] [ 7 ] [ 11 ]

∇norteϕ2,metro=H2,metro+(METRO−1)(H1,metro±∇norteϕ2,(metro−1)){\displaystyle \nabla _{n}\phi _{2,m}=H_{2,m}+(M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}
∇norte2ϕ2,metro=∇norteH2,metro+(∇norteMETRO−1)(H1,metro±∇norteϕ2,(metro−1))+(METRO−1)(∇norteH1,metro±∇norte2ϕ2,(metro−1)){\displaystyle \nabla _{n}^{2}\phi _{2,m}=\nabla _{n}H_{2,m}+(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}
∇norte3ϕ2,metro=∇norte2H2,metro+(∇norte2METRO−1)(H1,metro±∇norteϕ2,(metro−1))+2(∇norteMETRO−1)(∇norteH1,metro±∇norte2ϕ2,(metro−1))+(METRO−1)(∇norte2H1,metro±∇norte3ϕ2,(metro−1)){\displaystyle \nabla _{n}^{3}\phi _{2,m}=\nabla _{n}^{2}H_{2,m}+(\nabla _{n}^{2}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+2(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}^{2}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{3}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}

dónde

∇norte=∂/∂norte{\displaystyle \nabla _ {n}=\partial /\partial n}
METRO=k1,metrok2,metro{\displaystyle \,M=k_{1,m}k_{2,m}}
k1,metro=porque⁡ψ1,metro/porque⁡ϕ1,metro{\displaystyle \,k_{1,m}=\cos \psi _{1,m}/\cos \phi _{1,m}}
k2,metro=porque⁡ϕ2,metro/porque⁡ψ2,metro{\displaystyle \,k_{2,m}=\cos \phi _{2,m}/\cos \psi _{2,m}}
H1,metro=(broncearse⁡ϕ1,metro)/nortemetro{\displaystyle \,H_{1,m}=(\tan \phi _{1,m})/n_{m}}
H2,metro=(broncearse⁡ϕ2,metro)/nortemetro{\displaystyle \,H_{2,m}=(\tan \phi _{2,m})/n_{m}}

Las cantidades angulares se definen en el artículo para la teoría de dispersión de prismas múltiples y las derivadas de orden superior son dadas por Duarte . [ 7 ] [ 11 ] [ 12 ]

Comparación con otros compresores de impulsos

El compresor de pulsos alternativo más común se basa en rejillas (véase Amplificación de pulsos modulados en frecuencia ), que pueden generar fácilmente una dispersión negativa mucho mayor que un compresor de prisma (centímetros en lugar de décimas de milímetro). Sin embargo, un compresor de rejilla presenta pérdidas de al menos el 30 % debido a la difracción de orden superior y a las pérdidas por absorción en el recubrimiento metálico de las rejillas. Un compresor de prisma con un recubrimiento antirreflectante adecuado puede tener pérdidas inferiores al 2 %, lo que lo convierte en una opción viable dentro de una cavidad láser . Además, un compresor de prisma es más económico que un compresor de rejilla.

Otra técnica de compresión de pulsos utiliza espejos chirpeados , que son espejos dieléctricos diseñados para que la reflexión tenga una dispersión negativa. Los espejos chirpeados son difíciles de fabricar; además, la dispersión es bastante pequeña, lo que significa que el haz láser debe reflejarse varias veces para lograr la misma dispersión que con un compresor de prisma simple. Esto implica que es difícil de ajustar. Por otro lado, la dispersión de un compresor de espejo chirpeado se puede fabricar para que tenga una curva de dispersión específica, mientras que un compresor de prisma ofrece mucha menos libertad. Los compresores de espejo chirpeado se utilizan en aplicaciones donde se deben comprimir pulsos con un ancho de banda muy grande.

Véase también

Referencias

  1. ↑ W. Dietel, JJ Fontaine y JC Diels, "Compresión de pulsos intracavitarios con vidrio: un nuevo método para generar pulsos más cortos de 60 fs," Opt. Lett. 8 , 4-6 (1983).
  2. ↑ RL Fork, OE Martinez y JP Gordon, "Dispersión negativa usando pares de prismas", Opt. Lett. 9 , 150-152 (1984).
  3. ↑ JC Diels, W. Dietel, JJ Fontaine, W. Rudolph y B. Wilhelmi, Análisis de un láser de anillo de bloqueo de modos: soluciones de pulso solitario modulado en frecuencia, J. Opt. Soc. Am. B 2 , 680-686 (1985).
  4. ↑ LY Pang, JG Fujimoto y ES Kintzer, Generación de pulsos ultracortos a partir de matrices de diodos de alta potencia mediante el uso de no linealidades ópticas intracavitarias, Opt. Lett. 17 , 1599-1601 (1992).
  5. 1 2 3 F. J. Duarte y JA Piper, "Teoría de la dispersión del expansor de haz de prismas múltiples para láseres de colorante pulsados", Opt. Commun. 43 , 303-307 (1982).
  6. 1 2 3 F. J. Duarte, Teoría generalizada de dispersión de prismas múltiples para la compresión de pulsos en láseres de colorante ultrarrápidos, Opt. Quantum Electron. 19 , 223-229 (1987).
  7. 1 2 3 4 F. J. Duarte, Teoría generalizada de dispersión de prismas múltiples para compresión de pulsos láser: derivadas de fase de orden superior, Appl. Phys. B 96 , 809-814 (2009).
  8. ↑ S. Akturk, X. Gu, M. Kimmel y R. Trebino,"Compresor de pulsos ultracortos de prisma único extremadamente simple" Opt. Exp. 14 , 10101-10108 (2006), PDF .
  9. ↑ Popmintchev, Dimitar; Wang, Siyang; Xiaoshi, Zhang; Stoev, Ventzislav; Popmintchev, Tenio (24-10-2022). "Formalismo óptico analítico de Lah-Laguerre para la dispersión cromática perturbativa" . Optics Express . 30 (22): 40779– 40808. Bibcode : 2022OExpr..3040779P . doi : 10.1364/OE.457139 . PMID 36299007 . 
  10. ^ Popmintchev, Dimitar; Wang, Siyang; Xiaoshi, Zhang; Stoev, Ventzislav; Popmintchev, Tenio (30 de agosto de 2020). "Teoría de la dispersión cromática, revisada". arXiv : 2011.00066 [ física.óptica ].
  11. 1 2 F. J. Duarte, Óptica láser sintonizable: aplicaciones a la óptica y la óptica cuántica, Prog. Quantum Electron. 37 , 326-347 (2013).
  12. ↑ FJ Duarte, Óptica láser sintonizable , 2.ª edición (CRC, Nueva York, 2015) .