Un modulador acústico-óptico ( AOM ), también llamado celda de Bragg o deflector acústico-óptico ( AOD ), utiliza el efecto acústico-óptico para difractar y cambiar la frecuencia de la luz utilizando ondas sonoras (generalmente en radiofrecuencia ). Se utilizan en láseres para conmutación Q , telecomunicaciones para modulación de señales y en espectroscopia para control de frecuencia. Un transductor piezoeléctrico está unido a un material como el vidrio. Una señal eléctrica oscilante hace que el transductor vibre, lo que crea ondas sonoras en el material. Se pueden considerar como planos periódicos de expansión y compresión en movimiento que cambian el índice de refracción . La luz entrante se dispersa (ver dispersión de Brillouin ) de la modulación del índice periódico resultante y se produce una interferencia similar a la difracción de Bragg . La interacción puede considerarse como un proceso de mezcla de tres ondas que da como resultado una generación de frecuencia suma o una generación de frecuencia diferencia entre fonones y fotones .
Un OMA típico opera bajo la condición de Bragg , donde la luz incidente llega en un ángulo de Bragg desde la perpendicular de propagación de la onda de sonido. [1] [2]
Cuando el haz de luz incidente está en el ángulo de Bragg, emerge un patrón de difracción donde ocurre un orden de haz difractado en cada ángulo θ que satisface: [3]
Aquí, m = ..., −2, −1, 0, +1, +2, ... es el orden de difracción, λ es la longitud de onda de la luz en el vacío y Λ es la longitud de onda del sonido. [4] Tenga en cuenta que el orden m = 0 viaja en la misma dirección que el haz incidente.
La difracción de una modulación sinusoidal en un cristal delgado da como resultado principalmente los órdenes de difracción m = −1, 0, +1 . La difracción en cascada en cristales de espesor medio conduce a órdenes de difracción más altos. En cristales gruesos con modulación débil, sólo se difractan órdenes de fase coincidente ; esto se llama difracción de Bragg . La deflexión angular puede oscilar entre 1 y 5000 anchos de haz (el número de puntos resolubles). En consecuencia, la deflexión suele limitarse a decenas de miliradianes .
La separación angular entre órdenes adyacentes para la difracción de Bragg es el doble del ángulo de Bragg, es decir
La cantidad de luz difractada por la onda sonora depende de la intensidad del sonido. Por tanto, la intensidad del sonido se puede utilizar para modular la intensidad de la luz en el haz difractado. Normalmente, la intensidad que se difracta en el orden m = 0 se puede variar entre el 15% y el 99% de la intensidad de la luz de entrada. Asimismo, la intensidad del orden m = +1 se puede variar entre 0% y 80%.
Una expresión de la eficiencia en orden m = +1 es: [5]
donde la excursión de fase externa
Para obtener la misma eficiencia para diferentes longitudes de onda, la potencia de RF en el AOM debe ser proporcional al cuadrado de la longitud de onda del haz óptico. Tenga en cuenta que esta fórmula también nos dice que, cuando comenzamos con una potencia de RF alta P , podría ser mayor que el primer pico en la función seno al cuadrado, en cuyo caso, a medida que aumentamos P , nos estableceríamos en el segundo pico con una potencia de RF muy alta, lo que provoca una sobrecarga del AOM y posibles daños al cristal u otros componentes. Para evitar este problema, siempre se debe comenzar con una potencia de RF muy baja y aumentarla lentamente hasta establecerse en el primer pico.
Tenga en cuenta que hay dos configuraciones que satisfacen la condición de Bragg: si el componente del vector de onda del haz incidente en la dirección de propagación de la onda de sonido va en contra de la onda de sonido, el proceso de difracción/dispersión de Bragg dará como resultado la máxima eficiencia en el orden m = +1. que tiene un cambio de frecuencia positivo; Sin embargo, si el haz incidente sigue la onda sonora, se logra la máxima eficiencia de difracción en el orden m = –1 , lo que tiene un cambio de frecuencia negativo.
Una diferencia con la difracción de Bragg es que la luz se dispersa desde planos en movimiento. Una consecuencia de esto es que la frecuencia del haz difractado f en orden m tendrá un desplazamiento Doppler en una cantidad igual a la frecuencia de la onda sonora F.
Este cambio de frecuencia también puede entenderse por el hecho de que la energía y el momento (de los fotones y fonones ) se conservan en el proceso de dispersión. Un cambio de frecuencia típico varía desde 27 MHz, para un AOM menos costoso, hasta 1 GHz, para un dispositivo comercial de última generación. En algunas OMA, dos ondas acústicas viajan en direcciones opuestas en el material, creando una onda estacionaria . En este caso, el espectro del haz difractado contiene múltiples desplazamientos de frecuencia, en cualquier caso múltiplos enteros de la frecuencia de la onda sonora.
Además, la fase del haz difractado también se verá desplazada por la fase de la onda sonora. La fase se puede cambiar en una cantidad arbitraria.
Las ondas acústicas transversales colineales o las ondas longitudinales perpendiculares pueden cambiar la polarización . Las ondas acústicas inducen un cambio de fase birrefringente , muy parecido a una célula de Pockels [ dudoso ] . En este principio se basa el filtro sintonizable acústico-óptico, especialmente el Dazzler , que puede generar formas de pulso variables. [6]
Los moduladores acústico-ópticos son mucho más rápidos que los dispositivos mecánicos típicos, como los espejos inclinables. El tiempo que le toma a un OMA desplazar el haz saliente se limita aproximadamente al tiempo de tránsito de la onda sonora a través del haz (normalmente de 5 a 100 ns ). Esto es lo suficientemente rápido como para crear un modelado activo en un láser ultrarrápido . Cuando es necesario un control más rápido, se utilizan moduladores electroópticos . Sin embargo, estos requieren voltajes muy altos (por ejemplo, 1...10 kV ), mientras que los AOM ofrecen un mayor rango de deflexión, un diseño simple y un bajo consumo de energía (menos de 3 W ). [7]
