Propagación de filamentos

En óptica no lineal , la propagación de filamentos es la propagación de un haz de luz a través de un medio sin difracción . Esto es posible porque el efecto Kerr provoca un cambio en el índice de refracción en el medio, lo que provoca el autoenfoque del haz. ^[1]

Las huellas de daño filamentoso en vidrio causadas por pulsos láser fueron observadas por primera vez por Michael Hercher en 1964. ^[2] La propagación de pulsos láser por filamentos en la atmósfera fue observada en 1994 por Gérard Mourou y su equipo de la Universidad de Michigan . El equilibrio entre la refracción de autoenfoque y la difracción de autoatenuación por ionización y rarefacción de un rayo láser de intensidades de teravatios, creado por amplificación de pulso chirriado , en la atmósfera crea "filamentos" que actúan como guías de ondas para el rayo, evitando así la divergencia. Las teorías contrapuestas, de que el filamento observado era en realidad una ilusión creada por un foco axicónico (bessel) o móvil en lugar de una concentración de energía óptica "guiada por ondas", fueron descartadas por trabajadores del Laboratorio Nacional de Los Álamos en 1997. ^[3] Aunque se han desarrollado modelos sofisticados para describir el proceso de filamentación, un modelo propuesto por Akozbek et al. ^[4] proporciona una solución semianalítica y fácil de entender para la propagación de fuertes pulsos láser en el aire.

La propagación de filamentos en un medio semiconductor también se puede observar en láseres que emiten superficies de cavidades verticales de gran apertura .

Filamento con láser de femtosegundo en medios gaseosos.

Autoenfoque

Un rayo láser que atraviesa un medio puede modular el índice de refracción del medio como ^[5]

${\displaystyle n={n_{0}+{\bar {n}}_{2}I}}$

donde , y son el índice de refracción lineal, el índice de refracción de segundo orden y la intensidad del campo láser en propagación, respectivamente. El autoenfoque se produce cuando el cambio de fase debido al efecto Kerr compensa el cambio de fase debido a la divergencia del haz gaussiano. Cambio de fase debido a la difracción de un haz gaussiano después de atravesar una longitud de es ${\displaystyle n_{0}}$ ${\displaystyle {\bar {n}}_{2}}$ ${\displaystyle I}$ ${\displaystyle \Delta z}$

${\displaystyle \phi _{diffraction}={k\Delta z \over 2\rho _{0}^{2}}r^{2}}$

y el cambio de fase debido al efecto Kerr es

${\displaystyle \phi _{Kerr}={2\pi {\bar {n}}_{2}I_{0}\Delta z \over \lambda }exp({-2r^{2} \over w_{0}^{2}})\approx {2\pi {\bar {n}}_{2}I_{0}\Delta z \over \lambda }(1-{2r^{2} \over w_{0}^{2}})}$.

donde , (rango de Rayleigh) y es la cintura del haz gaussiano. Para que se produzca el autoenfoque, es necesario satisfacer la condición de que los términos sean iguales en magnitud tanto para la fase de Kerr como para la de difracción. Por eso ${\displaystyle k={2\pi n_{0} \over \lambda }}$ ${\displaystyle \rho _{0}={\pi w_{0}^{2}n_{0} \over \lambda }}$ ${\displaystyle w_{0}}$ ${\displaystyle r^{2}}$

${\displaystyle I_{0}={w_{0}^{2} \over 4\rho _{0}^{2}{\bar {n}}_{2}}}$.

Por otro lado, sabemos que el área de una viga gaussiana en su cintura es . Por lo tanto ^[6] ${\displaystyle \pi w_{0}^{2} \over 2}$

${\displaystyle P_{c}={\lambda ^{2} \over 8\pi n_{0}{\bar {n}}_{2}}}$.

Nota

${\displaystyle {\bar {n}}_{2}\left({cm^{2} \over W}\right)=n_{2}n_{0}\epsilon _{0}c}$

El autoenfoque necesita una potencia máxima del láser superior a la potencia crítica (del orden de gigavatios en el aire ^[7] ); sin embargo, para pulsos de nanosegundos infrarrojos (IR) con potencias máximas superiores a la potencia crítica, el autoenfoque no es posible. La ionización multifotónica, la Bremsstrahlung inversa y la ionización por avalancha de electrones son tres resultados principales de la interacción del gas y el láser. Los dos últimos procesos son interacciones de tipo colisional y requieren tiempo para lograrse (picosegundo a nanosegundo). Un pulso de nanosegundos es suficiente para desarrollar la descomposición del aire antes de que la potencia alcance el orden de GW requerido para el autoenfoque. La descomposición del gas produce plasma que tiene un efecto absorbente y reflectante, por lo que está prohibido centrarse en uno mismo. ^[7] ${\displaystyle P_{c}}$

Reenfoque durante la propagación de un pulso láser corto enfocado

Un fenómeno interesante relacionado con la propagación del filamento es el reenfoque de los pulsos láser enfocados después del enfoque geométrico. ^{[8] [9]} La propagación del haz gaussiano predice un ancho de haz creciente bidireccionalmente lejos del foco geométrico. Sin embargo, en la situación de filamentación del láser, el haz volverá a contraerse rápidamente. Esta divergencia y reorientación continuarán indefinidamente.

En sistemas fotorreactivos

La formación y propagación de filamentos también se puede observar en sistemas de fotopolímeros. Dichos sistemas muestran una no linealidad óptica similar a la de Kerr a través de aumentos del índice de refracción basados ​​en fotorreactivos. ^[10] Los filamentos se forman como resultado del autoatrapamiento de haces individuales o de la inestabilidad de la modulación de un perfil luminoso de gran superficie. Se ha observado la propagación de filamentos en varios sistemas fotopolimerizables, incluidos organosiloxanos, ^[11] acrílicos, ^[12] epoxi y copolímeros con epoxis, ^[13] y mezclas de polímeros. ^{[14] [15]} Las ubicaciones de formación y propagación de los filamentos pueden controlarse modulando el perfil espacial del campo luminoso de entrada. Estos sistemas fotorreactivos son capaces de producir filamentos a partir de luz espacial y temporalmente incoherente, porque la reacción lenta responde a la intensidad promedio temporal del campo óptico, por lo que las fluctuaciones de femtosegundos se eliminan. ^[11] Esto es similar a los medios fotorrefractivos con respuestas no instantáneas, que permiten la propagación de filamentos con luz incoherente o parcialmente incoherente. ^[dieciséis]

Aplicaciones potenciales

Los filamentos, después de formar un plasma, convierten el pulso láser de banda estrecha en un pulso de banda ancha que tiene un conjunto de aplicaciones completamente nuevo. Un aspecto interesante del plasma inducido por filamentación es la densidad limitada de los electrones, un proceso que evita la ruptura óptica. ^[17] Este efecto proporciona una excelente fuente para espectroscopia de alta presión con bajo nivel de continuo y también un ensanchamiento de línea más pequeño. ^{[18] [ se necesita aclaración ]} Otra aplicación potencial es el monitoreo LIDAR del aire. ^[19]

El corte en cubitos de paneles planos utilizando pulsos láser cortos es una aplicación importante debido al hecho de que a medida que los sustratos de vidrio se vuelven más delgados, se vuelve más difícil mejorar el rendimiento del proceso usando técnicas convencionales de corte en cubitos con disco de diamante. Se ha demostrado con éxito el uso de pulsos cortos a velocidades de corte de más de 400 mm/s en vidrio no alcalino y vidrio de borosilicato, utilizando un láser de femtosegundo de alta potencia de 50 kHz y 5 W. El principio de funcionamiento desarrollado por Kamata et al. ^[20] es el siguiente. El rayo láser de pulso corto que tiene una longitud de onda a la que el trabajo es transparente se dirige a la superficie frontal del trabajo hacia la superficie posterior y se enfoca. Se forma un filamento en la dirección de desplazamiento del haz de luz desde la cintura del haz mediante la acción de autoenfoque debido a la propagación del haz láser en la pieza de trabajo. La sustancia del filamento se descompone mediante el rayo láser y puede descargarse desde la superficie posterior, y se forma una cavidad en el canal. Mientras se forma la cavidad, se escanea el rayo láser, se forma una superficie mecanizada y posteriormente el trabajo se puede cortar con una tensión de flexión débil. ^{[ cita necesaria ]}

En julio de 2014, investigadores de la Universidad de Maryland informaron que utilizaban pulsos láser de femtosegundos filamentosos en una disposición cuadrada para producir un gradiente de densidad en el aire que actuaba como una guía de ondas ópticas que duraba del orden de varios milisegundos. Las pruebas iniciales demostraron una ganancia de señal del 50 % con respecto a una señal no guiada a una distancia de aproximadamente un metro. ^{[21] En 2021 se demostró una aplicación de campo, en la que se utilizó un láser} Yb:YAG de 1030 nm de teravatios con frecuencia de repetición de kHz , instalado en las proximidades de la torre de telecomunicaciones Säntis de 124 m de altura para guiar los rayos hacia el Franklin de la torre. rod , abriendo la posibilidad de futuros pararrayos láser. ^[22]

Referencias

1. Rashidian Vaziri, señor (2013). "Descripción de la propagación de intensos pulsos láser en medios Kerr no lineales utilizando el modelo de conductos". Física del Láser . 23 (10): 105401. Código bibliográfico : 2013LaPhy..23j5401R. doi :10.1088/1054-660X/23/10/105401. S2CID  250912159.
2. Hercher, M. (1964). "Daño inducido por láser en medios transparentes". Revista de la Sociedad Óptica de América . 54 : 563.
3. Xhao, XM; Jones, RJ; Strauss, CEM; Funk, DJ; Roberts, JP; Taylor, AJ (1997). "Control de la formación de filamentos de pulso de femtosegundo en el aire mediante variación del chirrido inicial del pulso". CLEO '97., Resúmenes de artículos presentados en la Conferencia sobre Láseres y Electroóptica . vol. 11. IEEE. págs. 377–378. doi :10.1109/CLEO.1997.603294. ISBN 0-7803-4125-2. S2CID  120016673.
4. N Aközbek, CM Bowden, A Talebpour, SL Chin, Propagación del pulso de femtosegundo en el aire: análisis variacional, Phys. Rev. E 61 , 4540–4549 (2000)
5. Boyd, Robert. Óptica no lineal (Tercera ed.). Prensa académica.
6. Diels, Jean-Claude; Rudolph, Wolfgang (5 de octubre de 2006). Fenómenos de pulso láser ultracorto (Segunda ed.). ISBN 978-0-12-215493-5.
7. Chin, SL; Wang, TJ; Marceau, C. (2012). "Avances en la intensa filamentación con láser de femtosegundo en el aire". Física del Láser . 22 (1): 1–53. Código Bib : 2012LaPhy..22....1C. doi :10.1134/S1054660X11190054. S2CID  12993181.
8. M. Mlejnek, EM Wright, JV Moloney, opt. Letón. 23 1998 382
9. A. Talebpour, S. Petit, SL Chin, Reenfoque durante la propagación de un femtosegundo enfocado Ti: pulso de láser de zafiro en el aire, Optics Communications 171 1999 285–290
10. Kewitsch, Anthony S.; Yariv, Amnón (1 de enero de 1996). "Autoenfoque y autoatrapamiento de haces ópticos tras fotopolimerización" (PDF) . Letras de Óptica . 21 (1): 24–6. Código Bib : 1996OptL...21...24K. doi :10.1364/OL.21.000024. ISSN  1539-4794. PMID  19865292.
11. Burgess, Ian B.; Shimmell, Whitney E.; Saravanamuttu, Kalaichelvi (1 de abril de 2007). "Formación espontánea de patrones debido a la inestabilidad de la modulación de la luz blanca incoherente en un medio fotopolimerizable". Revista de la Sociedad Química Estadounidense . 129 (15): 4738–4746. doi :10.1021/ja068967b. ISSN  0002-7863. PMID  17378567.
12. Biria, Said; Malley, Philip PA; Kahan, Tara F.; Hosein, Ian D. (3 de marzo de 2016). "Microestructura y formación de patrones ópticos no lineales sintonizables en sistemas de acrilato reticulado durante la polimerización por radicales libres". La Revista de Química Física C. 120 (8): 4517–4528. doi : 10.1021/acs.jpcc.5b11377. ISSN  1932-7447.
13. Basker, Dinesh K.; Brook, Michael A.; Saravanamuttu, Kalaichelvi (3 de septiembre de 2015). "Aparición espontánea de ondas de luz no lineales y microestructura de guía de ondas autoinscrita durante la polimerización catiónica de epóxidos". La Revista de Química Física C. 119 (35): 20606–20617. doi : 10.1021/acs.jpcc.5b07117. ISSN  1932-7447.
14. Biria, Said; Malley, Phillip PA; Kahan, Tara F.; Hosein, Ian D. (15 de noviembre de 2016). "La autocatálisis óptica establece una nueva dinámica espacial en la separación de fases de mezclas de polímeros durante el fotocurado". Letras de Macro ACS . 5 (11): 1237-1241. doi :10.1021/acsmacrolett.6b00659. PMID  35614732.
15. Biria, Said; Hosein, Ian D. (9 de mayo de 2017). "Control de la morfología en mezclas de polímeros mediante autoatrapamiento de luz: un estudio in situ de la evolución de la estructura, la cinética de reacción y la separación de fases". Macromoléculas . 50 (9): 3617–3626. Código Bib : 2017MaMol..50.3617B. doi :10.1021/acs.macromol.7b00484. ISSN  0024-9297.
16. Solitones espaciales | Stefano Trillo | Saltador. Serie Springer en Ciencias Ópticas. Saltador. 2001.ISBN​ 9783540416531. Archivado desde el original el 21 de diciembre de 2017.
17. A. Talebpour et al., Enfoque de los límites de intensos pulsos láser ultrarrápidos en un gas a alta presión: camino hacia una nueva fuente espectroscópica, 2000, Optics Communications, 183:479–484
18. A. Talebpour et al., Espectroscopia de los gases que interactúan con intensos pulsos láser de femtosegundos, 2001, Laser Physics, 11:68–76
19. Wöste, Ludger; Frey, Steffen; Wolf, Jean-Pierre (2006). "LIDAR-Monitoring of the Air with Femtosecond Plasma Channels". Advances In Atomic, Molecular, and Optical Physics. 53: 413–441. doi:10.1016/S1049-250X(06)53011-3.
20. Kamata, M.; Sumyoshi, T.; Tsujikaula, S., & Sekita, H. (2008). Laser machining method, laser cutting method, and method for dividing structure having multilayer board, PCT Application, WO/2008/126742
21. "Creating optical cables out of thin air". (e) Science News. 22 July 2014. Retrieved 4 September 2023.
22. Houard, Aurélien; Walch, Pierre; Produit, Thomas; et al. (16 January 2023). "Laser-guided lightning". Nature Photonics. 17: 231–235. arXiv:2207.03769. doi:10.1038/s41566-022-01139-z.

External links

• Experiments Detail How Powerful Ultrashort Laser Pulses Propagate through Air
• Filamentation and Propagation of Ultra-Short, Intense Laser Pulses in Air Archived 2008-01-10 at the Wayback Machine

^[1]

1. Chin, S. L.; Wang, T. -J.; Marceau, C.; Wu, J.; Liu, J. S.; Kosareva, O.; Panov, N.; Chen, Y. P.; Daigle, J. -F.; Yuan, S.; Azarm, A.; Liu, W. W.; Seideman, T.; Zeng, H. P.; Richardson, M.; Li, R.; Xu, Z. Z. (2012). "Advances in intense femtosecond laser filamentation in air". Laser Physics. 22: 1–53. Bibcode:2012LaPhy..22....1C. doi:10.1134/S1054660X11190054. S2CID 12993181.