compresor prisma

Dispositivo óptico

Figura 1. Un compresor de prisma. Las líneas rojas representan rayos de longitudes de onda más largas y las líneas azules los de longitudes de onda más cortas. El espaciado de los componentes de longitud de onda rojo, verde y azul después del compresor se dibuja a escala. Esta configuración tiene una dispersión positiva.

Un compresor de prisma es un dispositivo óptico que se utiliza para acortar la duración de un pulso láser ultracorto con chirrido positivo dando a diferentes componentes de longitud de onda un retardo de tiempo diferente. Normalmente consta de dos prismas y un espejo. La figura 1 muestra la construcción de dicho compresor. Aunque la dispersión del material del prisma hace que diferentes componentes de longitud de onda viajen a lo largo de diferentes caminos, el compresor está construido de manera que todos los componentes de longitud de onda salen del compresor en diferentes momentos, pero en la misma dirección. Si los diferentes componentes de longitud de onda de un pulso láser ya estaban separados en el tiempo, el compresor del prisma puede hacer que se superpongan entre sí, provocando así un pulso más corto.

Los compresores de prisma se utilizan normalmente para compensar la dispersión dentro de los láseres bloqueados con modelo de Ti:zafiro . Cada vez que el pulso láser del interior viaja a través de los componentes ópticos dentro de la cavidad del láser, se estira. Se puede diseñar un compresor prismático dentro de la cavidad de manera que compense exactamente esta dispersión dentro de la cavidad. También se puede utilizar para compensar la dispersión de pulsos ultracortos fuera de las cavidades del láser.

La compresión de pulso prismático fue introducida por primera vez, utilizando un solo prisma, en 1983 por Dietel et al. ^[1] y en 1984 Fork et al. demostraron un compresor de impulsos de cuatro prismas. ^[2] Otros desarrollos experimentales incluyen un compresor de impulsos de pares de prismas ^[3] y un compresor de impulsos de seis prismas para láseres semiconductores. ^[4] La teoría de la dispersión de prismas múltiples , para la compresión de pulsos, fue introducida en 1982 por Duarte y Piper, ^[5] ampliada a segundas derivadas en 1987, ^[6] y ampliada a derivadas de fase de orden superior en 2009. ^[7]

^{En 2006 se introdujo un compresor adicional, que utiliza un prisma grande con reflectores laterales para permitir una disposición de} múltiples pasos en el prisma.

Principio de funcionamiento

Figura 2. Geometría de un compresor prismático.

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 alcanza 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 par 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 que son transparentes a la luz visible tienen 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 en un compresor de prismas. Sin embargo, la dispersión positiva de los prismas se ve compensada por la distancia adicional que los componentes de longitud de onda más larga tienen que recorrer a través del segundo prisma. Se trata de un equilibrio bastante delicado, ya que las longitudes de onda más cortas viajan una distancia mayor a través del aire. Sin embargo, con una elección cuidadosa de la geometría, es posible crear una dispersión negativa que pueda compensar 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 alcance con una dispersión negativa es relativamente corto, ya que el prisma P2 sólo puede moverse hacia arriba una distancia corta antes de que el rayo de luz lo pierda por completo.

En principio, el ángulo α se puede variar para ajustar las propiedades de dispersión de un compresor de prisma. En la práctica, sin embargo, 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 a comprimir. Esta configuración se conoce como "ángulo de desviación mínima" y es más fácil de alinear que los ángulos arbitrarios.

El índice de refracción de materiales típicos como el vidrio BK7 cambia sólo una pequeña cantidad (0,01 – 0,02) dentro de las pocas decenas de nanómetros que cubre un pulso ultracorto. Dentro de un tamaño práctico, un compresor de prisma sólo puede compensar unos pocos cientos de μm de diferencias de longitud de trayectoria entre los componentes de longitud de onda. Sin embargo, al utilizar un material con un índice de refracción grande (como SF10, SF11, etc.), la distancia de compensación se puede extender al nivel de mm. Esta tecnología se ha utilizado con éxito en el interior de la cavidad del láser de femtosegundo para compensar el cristal de Ti:zafiro, y en el exterior para compensar la dispersión introducida por otros elementos. Sin embargo, el propio compresor del prisma, así como otros elementos ópticos, introducirán una dispersión de alto orden. Puede corregirse midiendo cuidadosamente el pulso ultracorto y compensando la distorsión de fase. MIIPS es una de las técnicas de configuración de pulsos que puede medir y compensar la dispersión de alto orden automáticamente. Como una versión confusa de la configuración de pulsos, el espejo final a veces se inclina o incluso se deforma, aceptando que los rayos no viajan en el mismo camino o se vuelven divergentes.

En la Figura 4, las características de los órdenes de dispersión de un compresor de par de prismas hecho de sílice fundida se representan en función de la profundidad de inserción del primer prisma, denominada , para pulsos láser con una longitud de onda central y un ancho de banda espectral . 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 entre los prismas, una profundidad de inserción para el segundo prisma en la longitud de onda mínima y un ángulo de vértice para los prismas de sílice fundida. ${\displaystyle \ell _{1}}$ ${\displaystyle 780{\text{ nm}}}$ ${\displaystyle \Delta \lambda =30{\text{ nm}}}$ ${\displaystyle L=30{\text{ cm}}}$ ${\displaystyle \ell _{2}={\text{1 mm}}}$ ${\displaystyle \lambda _{min}}$ ${\displaystyle \alpha =69.06^{\circ }}$

Teoría de la dispersión

La dispersión angular para conjuntos prismáticos generalizados, 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]}

${\displaystyle \nabla _{n}\phi _{2,m}=H_{2,m}+(M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

${\displaystyle \nabla _{n}^{2}\phi _{2,m}=\nabla _{n}H_{2,m}+(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

${\displaystyle \nabla _{n}^{3}\phi _{2,m}=\nabla _{n}^{2}H_{2,m}+(\nabla _{n}^{2}M^{-1}){\bigg (}H_{1,m}\pm \nabla _{n}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+2(\nabla _{n}M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{2}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}+(M^{-1}){\bigg (}\nabla _{n}^{2}H_{1,m}\pm \nabla _{n}^{3}\phi _{2,(m-1)}{\bigg )}}$

dónde

${\displaystyle \nabla _{n}=\partial /\partial n}$

${\displaystyle \,M=k_{1,m}k_{2,m}}$

${\displaystyle \,k_{1,m}=\cos \psi _{1,m}/\cos \phi _{1,m}}$

${\displaystyle \,k_{2,m}=\cos \phi _{2,m}/\cos \psi _{2,m}}$

${\displaystyle \,H_{1,m}=(\tan \phi _{1,m})/n_{m}}$

${\displaystyle \,H_{2,m}=(\tan \phi _{2,m})/n_{m}}$

Las cantidades angulares se definen en el artículo para la teoría de la dispersión de prismas múltiples y Duarte proporciona las derivadas superiores . ^{[7] [11] [12]}

Comparación con otros compresores de impulsos

El otro compresor de pulsos más común se basa en rejillas (consulte Amplificación de pulsos chirriados ), que pueden crear fácilmente una dispersión negativa mucho mayor que un compresor de prisma (centímetros en lugar de décimas de milímetros). Sin embargo, un compresor de rejilla tiene pérdidas de al menos el 30% debido a pérdidas de difracción y absorción de orden superior en el revestimiento metálico de las rejillas. Un compresor de prisma con un revestimiento antirreflectante adecuado puede tener menos del 2% de pérdida, lo que lo convierte en una opción viable dentro de una cavidad láser . Además, un compresor de prisma es más barato que un compresor de rejilla.

Otra técnica de compresión de pulsos utiliza espejos chirriados , que son espejos dieléctricos diseñados de manera que el reflejo tenga una dispersión negativa. Los espejos chirriados son difíciles de fabricar; además, la cantidad de dispersión es bastante pequeña, lo que significa que el rayo láser debe reflejarse varias veces para lograr la misma cantidad de dispersión que con un solo compresor de prisma. Esto significa que es difícil de sintonizar. Por otro lado, la dispersión de un compresor de espejo chirriante 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 chirriado se utilizan en aplicaciones en las que es necesario comprimir impulsos con un ancho de banda muy grande.

Ver también

• Amplificación de pulso chirriado
• Ti: láser de zafiro
• modelado
• Pulso ultracorto
• MIIPS , una técnica para calibrar y corregir la distorsión de alto orden del pulso láser de femtosegundo.
• Teoría de la dispersión de prismas múltiples

Referencias

1. W. Dietel, JJ Fontaine y JC Diels, "Compresión de pulso intracavitario con vidrio: un nuevo método para generar pulsos de menos de 60 fs", Opt. Letón. 8 , 4-6 (1983).
2. RL Fork, OE Martinez y JP Gordon, "Dispersión negativa mediante pares de prismas", Opt. Letón. 9, 150-152 (1984).
3. JC Diels, W. Dietel, JJ Fontaine, W. Rudolph y B. Wilhelmi, Análisis de un láser de anillo de modo bloqueado: soluciones de pulso solitario con chirrido, J. Opt. Soc. Soy. B2 , 680-686 (1985).
4. LY Pang, JG Fujimoto y ES Kintzer, Generación de pulsos ultracortos a partir de conjuntos de diodos de alta potencia mediante el uso de no linealidades ópticas intracavidades, Opt. Letón. 17 , 1599-1601 (1992).
5. FJ Duarte y JA Piper, "Teoría de la dispersión del expansor de haz de prismas múltiples para láseres de colorante pulsados", Opt. Comunitario. 43 , 303-307 (1982).
6. FJ Duarte, Teoría generalizada de dispersión de prismas múltiples para la compresión de pulsos en láseres de colorante ultrarrápidos, Opt. Electrón cuántico. 19 , 223-229 (1987).
7. FJ Duarte, Teoría generalizada de dispersión de prismas múltiples para la compresión de pulsos láser: derivadas de fase de orden superior, Appl. Física. B 96, 809-814 (2009).
8. S. Akturk, X. Gu, M. Kimmel y R. Trebino, "Compresor de pulso ultracorto de prisma único extremadamente simple" Opt. Exp. 14 , 10101-10108 (2006), PDF.
9. Popmintchev, Dimitar; Wang, Siyang; Xiaoshi, Zhang; Stoev, Ventzislav; Popmintchev, Tenio (24 de octubre de 2022). "Formalismo óptico analítico de Lah-Laguerre para dispersión cromática perturbativa". Óptica Express . 30 (22): 40779–40808. Código Bib : 2022OExpr..3040779P. doi : 10.1364/OE.457139 . PMID  36299007.{{cite journal}}: Mantenimiento CS1: fecha y año ( enlace )
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. FJ Duarte, Óptica láser sintonizable: aplicaciones a la óptica y la óptica cuántica, Prog. Electrón cuántico. 37 , 326-347 (2013).
12. FJ Duarte, Óptica láser sintonizable, segunda edición (CRC, Nueva York, 2015).