Absorción saturable

Efecto óptico no lineal

La absorción saturable es una propiedad de los materiales en la que la absorción de la luz disminuye al aumentar la intensidad de la luz . La mayoría de los materiales muestran cierta absorción saturable, pero a menudo solo a intensidades ópticas muy altas (cercanas al daño óptico). A una intensidad de luz incidente suficientemente alta, el estado fundamental de un material absorbente saturable se excita a un estado de energía superior a tal velocidad que no hay tiempo suficiente para que se descomponga de nuevo al estado fundamental antes de que el estado fundamental se agote, lo que hace que la absorción se sature. Los parámetros clave para un absorbente saturable son su rango de longitud de onda (en qué parte del espectro electromagnético absorbe), su respuesta dinámica (qué tan rápido se recupera) y su intensidad y fluencia de saturación (a qué intensidad o energía de pulso se satura).

Los materiales absorbentes saturables son útiles en las cavidades láser . Por ejemplo, se utilizan comúnmente para la conmutación Q pasiva .

Fenomenología

En el modelo simple de absorción saturada, la tasa de relajación de las excitaciones no depende de la intensidad. Por lo tanto, para el funcionamiento en onda continua (cw), la tasa de absorción (o simplemente absorción) está determinada por la intensidad : ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle I}$

${\displaystyle (1)~~~~A={\frac {\alpha }{1+I/I_{0}}}}$

donde es la absorción lineal y es la intensidad de saturación. Estos parámetros están relacionados con la concentración de los centros activos en el medio, las secciones eficaces y el tiempo de vida de las excitaciones. ^[1] ${\displaystyle \alpha }$ ${\displaystyle I_{0}}$ ${\displaystyle N}$ ${\displaystyle \sigma }$ ${\displaystyle \tau }$

Relación con la función omega de Wright

Función omega de Wright

En la geometría más simple, cuando los rayos de luz absorbente son paralelos, la intensidad se puede describir con la ley de Beer-Lambert ,

${\displaystyle (2)~~~~{\frac {\mathrm {d} I}{\mathrm {d} z}}=-AI}$

donde es la coordenada en la dirección de propagación. Sustituyendo (1) en (2) se obtiene la ecuación ${\displaystyle z}$

${\displaystyle (3)~~~~{\frac {\mathrm {d} I}{\mathrm {d} z}}=-{\frac {\alpha ~I}{1+I/I_{0}}}}$

Con las variables adimensionales , , la ecuación (3) se puede reescribir como ${\displaystyle u=I/I_{0}}$ ${\displaystyle t=\alpha z}$

${\displaystyle (4)~~~~{\frac {\mathrm {d} u}{\mathrm {d} t}}={\frac {-u}{1+u}}}$

La solución se puede expresar en términos de la función omega de Wright : ${\displaystyle \omega }$

${\displaystyle (5)~~~~u=\omega (-t)}$

Relación con la función W de Lambert

La solución también se puede expresar mediante la función W de Lambert relacionada . Sea . Entonces ${\displaystyle u=V{\big (}-\mathrm {e} ^{t}{\big )}}$

${\displaystyle (6)~~~~-\mathrm {e} ^{t}V'{\big (}-\mathrm {e} ^{t}{\big )}=-{\frac {V{\big (}-\mathrm {e} ^{t}{\big )}}{1+V{\big (}-\mathrm {e} ^{t}{\big )}}}}$

Con la nueva variable independiente , la ecuación (6) conduce a la ecuación ${\displaystyle p=-\mathrm {e} ^{t}}$

${\displaystyle (7)~~~~V'(p)={\frac {V(p)}{p\cdot (1+V(p))}}}$

La solución formal se puede escribir

${\displaystyle (8)~~~~V(p)=W(p-p_{0})}$

donde es constante, pero la ecuación puede corresponder al valor no físico de la intensidad (intensidad cero) o a la rama inusual de la función W de Lambert. ${\displaystyle p_{0}}$ ${\displaystyle V(p_{0})=0}$

Fluencia de saturación

Para el funcionamiento pulsado, en el caso límite de pulsos cortos, la absorción se puede expresar a través de la fluencia.

${\displaystyle (9)~~~~F=\int _{0}^{t}I(t)\mathrm {d} t}$

donde el tiempo debe ser pequeño en comparación con el tiempo de relajación del medio; se supone que la intensidad es cero en . Entonces, la absorción saturable se puede escribir de la siguiente manera: ${\displaystyle t}$ ${\displaystyle t<0}$

${\displaystyle (10)~~~~A={\frac {\alpha }{1+F/F_{0}}}}$

donde la fluencia de saturación es constante. ${\displaystyle F_{0}}$

En el caso intermedio (ni funcionamiento continuo ni de pulsos cortos) las ecuaciones de velocidad de excitación y relajación en el medio óptico deben considerarse conjuntamente.

La fluencia de saturación es uno de los factores que determinan el umbral en el medio de ganancia y limita el almacenamiento de energía en un láser de disco pulsado . ^[2]

Mecanismos y ejemplos

La saturación de absorción, que resulta en una disminución de la absorción a alta intensidad de luz incidente, compite con otros mecanismos (por ejemplo, aumento de la temperatura, formación de centros de color , etc.), que resultan en una mayor absorción. ^{[3] [4]} En particular, la absorción saturable es solo uno de varios mecanismos que producen autopulsación en láseres, especialmente en láseres semiconductores . ^[5]

Una capa de carbono de un átomo de espesor, grafeno , se puede ver a simple vista porque absorbe aproximadamente el 2,3% de la luz blanca, que es π veces la constante de estructura fina . ^[6] La respuesta de absorción saturable del grafeno es independiente de la longitud de onda desde UV a IR, IR medio e incluso a frecuencias de THz. ^{[7] [8] [9]} En láminas de grafeno enrolladas ( nanotubos de carbono ), la absorción saturable depende del diámetro y la quiralidad. ^{[10] [11]}

Absorción saturable de microondas y terahercios

La absorción saturable puede incluso tener lugar en la banda de microondas y terahercios (que corresponde a una longitud de onda de 30 μm a 300 μm). Algunos materiales, por ejemplo el grafeno , con una banda prohibida de energía muy débil (varios meV), podrían absorber fotones en la banda de microondas y terahercios debido a su absorción entre bandas. En un informe, la absorbancia de microondas del grafeno siempre disminuye al aumentar la potencia y alcanza un nivel constante para una potencia mayor que un valor umbral. La absorción saturable de microondas en el grafeno es casi independiente de la frecuencia incidente, lo que demuestra que el grafeno puede tener aplicaciones importantes en dispositivos fotónicos de microondas de grafeno, como: absorbente saturable de microondas, modulador, polarizador, procesamiento de señales de microondas, redes de acceso inalámbrico de banda ancha, redes de sensores, radar, comunicaciones por satélite, etc. ^{[12] [ fuente no primaria necesaria ]}

Absorción saturable de rayos X

Se ha demostrado la absorción saturable de los rayos X. En un estudio, se irradió una  lámina delgada de aluminio de 50 nanómetros (2,0 × 10 ⁻⁶ pulgadas) con radiación láser de rayos X suaves ( longitud de onda de 13,5 nm). El pulso láser corto eliminó los electrones de la capa L del núcleo sin romper la estructura cristalina del metal, lo que lo hizo transparente a los rayos X suaves de la misma longitud de onda durante unos 40 femtosegundos . ^{[13] [14] [ se necesita una fuente no primaria ]}

Véase también

• Absorción de dos fotones

Referencias

1. Colin S, Contesse E, Boudec PL, Stephan G, Sanchez F (1996). "Evidencia de un efecto de absorción saturable en fibras fuertemente dopadas con erbio". Optics Letters . 21 (24): 1987–1989. Bibcode :1996OptL...21.1987C. doi :10.1364/OL.21.001987. PMID  19881868.
2. D. Kouznetsov. (2008). "Almacenamiento de energía en materiales láser con forma de disco". Research Letters in Physics . 2008 : 1–5. Bibcode :2008RLPhy2008E..17K. doi : 10.1155/2008/717414 .
3. Koponen J, Söderlund M, Hoffman HF, Kliner D, Koplow J, Archambault JL, Reekie L, Russell P.St.J., Payne DN (2007). Harter DJ, Tünnermann A, Broeng J, Headley Iii C (eds.). "Medidas de fotooscurecimiento en fibras de área de modo grande". Actas de SPIE . Láseres de fibra IV: tecnología, sistemas y aplicaciones. 6553 (5): 783–9. Código Bibliográfico :2007SPIE.6453E..1EK. doi :10.1117/12.712545. S2CID  27204182.
4. L. Dong; JL Archambault; L. Reekie; P. St. J. Russell; DN Payne (1995). "Cambio de absorción fotoinducido en preformas de germanosilicato: evidencia del modelo de centro de color de fotosensibilidad". Applied Optics . 34 (18): 3436–40. Bibcode :1995ApOpt..34.3436D. doi :10.1364/AO.34.003436. PMID  21052157.
5. Thomas L. Paoli (1979). "Efectos de absorción saturables en el láser de unión autopulsante (AlGa)As". Appl. Phys. Lett . 34 (10): 652. Bibcode :1979ApPhL..34..652P. doi : 10.1063/1.90625 .
6. Kuzmenko, AB; van Heumen, E.; Carbone, F.; van der Marel, D. (2008). "Conductancia infrarroja universal del grafito". Médico Rev Lett . 100 (11): 117401. arXiv : 0712.0835 . Código Bib : 2008PhRvL.100k7401K. doi :10.1103/PhysRevLett.100.117401. PMID  18517825. S2CID  17595181.
7. Zhang, Han; Tang, Dingyuan; Knize, RJ; Zhao, Luming; Bao, Qiaoliang; Loh, Kian Ping (2010). "Láser de fibra de solitón disipativo, ajustable en longitud de onda y bloqueado en modo grafeno" (PDF) . Letras de Física Aplicada . 96 (11): 111112. arXiv : 1003.0154 . Código Bib : 2010ApPhL..96k1112Z. doi : 10.1063/1.3367743. S2CID  119233725. Archivado desde el original (PDF) el 15 de noviembre de 2010.
8. Z. Sol; T. Hasán; F. Torrisi; D. Popá; G. Privitera; F. Wang; F. Bonaccorso; DM Basko; AC Ferrari (2010). "Láser ultrarrápido bloqueado en modo grafeno". ACS Nano . 4 (2): 803–810. arXiv : 0909.0457 . doi :10.1021/nn901703e. PMID  20099874. S2CID  33091530.
9. F. Bonaccorso; Z. Sol; T. Hasan; AC Ferrari (2010). "Fotónica y optoelectrónica del grafeno". Fotónica de la naturaleza . 4 (9): 611–622. arXiv : 1006.4854 . Código bibliográfico : 2010NaPho...4..611B. doi :10.1038/NPHOTON.2010.186. S2CID  15426689.
10. F. Wang; AG Rozhin; V. Scardaci; Z. Sun; F. Hennrich; IH White; WI Milne; AC Ferrari (2008). "Láser de fibra con modo bloqueado y sintonizable de banda ancha de nanotubos" (PDF) . Nature Nanotechnology . 3 (12): 738–742. Bibcode :2008NatNa...3..738W. doi :10.1038/nnano.2008.312. PMID  19057594.
11. T. Hasan; Z. Sun; F. Wang; F. Bonaccorso; PH Tan; AG Rozhin; AC Ferrari (2009). "Compuestos de nanotubos y polímeros para fotónica ultrarrápida". Materiales avanzados . 21 (38–39): 3874–3899. doi :10.1002/adma.200901122. S2CID  36587931.
12. Zheng; et al. (2012). "Absorción saturable óptica y por microondas en grafeno". Optics Express . 20 (21): 23201–14. Bibcode :2012OExpr..2023201Z. doi : 10.1364/OE.20.023201 . PMID  23188285..
13. "El aluminio transparente es el 'nuevo estado de la materia'". sciencedaily.com. 27 de julio de 2009. Consultado el 29 de julio de 2009 .
14. Nagler, Bob; Zastrau, Ulf; Fustlin, Roland R.; Vinko, Sam M.; Whitcher, Thomas; Nelson, AJ; Sobierajski, Ryszard; Krzywinski, Jacek; et al. (2009). "Convertir aluminio sólido en transparente mediante una intensa fotoionización suave de rayos X" (PDF) . Física de la Naturaleza . 5 (9): 693–696. Código bibliográfico : 2009NatPh...5..693N. doi : 10.1038/nphys1341.